Transportvorgänge in der Verfahrenstechnik: Grundlagen und apparative Umsetzungen (VDI-Buch Chemische Technik Verfahrenstechnik)

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Author: Matthias Kraume

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Chemische Technik/Verfahrenstechnik

Springer Berlin Heidelberg New York Hongkong London Mailand Paris Tokio

Matthias Kraume

Transportvorgänge in der Verfahrenstechnik Grundlagen und apparative Umsetzungen Mit 333 Abbildungen und 31 Tabellen

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Prof. Dr.-Ing. Matthias Kraume Technische Universität Berlin Fachgebiet Verfahrenstechnik Straße des 17. Juni 136 10623 Berlin

isbn 3-540-40105-9 Springer Verlag Berlin Heidelberg New York Bibliografische Information der Deutschen Bibliothek Die Deutsche Bibliothek verzeichnet diese Publikation in der Deutschen Nationalbibliografie; detaillierte bibliografische Daten sind im Internet über aufrufbar Dieses Werk ist urheberrechtlich geschützt. Die dadurch begründeten Rechte, insbesondere die der Übersetzung, des Nachdrucks, des Vortrags, der Entnahme von Abbildungen und Tabellen, der Funksendung, der Mikroverfilmung oder der Vervielfältigung auf anderen Wegen und der Speicherung in Datenverarbeitungsanlagen, bleiben, auch bei nur auszugsweiser Verwertung, vorbehalten. Eine Vervielfältigung dieses Werkes oder von Teilen dieses Werkes ist auch im Einzelfall nur in den Grenzen der gesetzlichen Bestimmungen des Urheberrechtsgesetzes der Bundesrepublik Deutschland vom 9. September 1965 in der jeweils geltenden Fassung zulässig. Sie ist grundsätzlich vergütungspflichtig. Zuwiderhandlungen unterliegen den Strafbestimmungen des Urheberrechtsgesetzes. Springer-Verlag Berlin Heidelberg New York ein Unternehmen der BertelsmannSpringer Science+Business Media GmbH © Springer-Verlag Berlin Heidelberg 2004 Printed in Germany http://www.springer.de Die Wiedergabe von Gebrauchsnamen, Handelsnamen, Warenbezeichnungen usw. in diesem Werk berechtigt auch ohne besondere Kennzeichnung nicht zu der Annahme, daß solche Namen im Sinne der Warenzeichen- und Markenschutz-Gesetzgebung als frei zu betrachten wären und daher von jedermann benutzt werden dürften. Sollte in diesem Werk direkt oder indirekt auf Gesetze, Vorschriften oder Richtlinien (z.B. DIN, VDI,VDE) Bezug genommen oder aus ihnen zitiert werden sein, so kann der Verlag keine Gewähr für Richtigkeit, Vollständigkeit oder Aktualität übernehmen. Es empfiehlt sich, gegebenenfalls für die eigenen Arbeiten die vollständigen Vorschriften oder Richtlinien in der jeweils gültigen Fassung hinzuzuziehen. Einbandgestaltung: Struve & Partner, Heidelberg Satz: Camera-ready-Vorlage vom Autor 68/3020 uw – Gedruckt auf säurefreiem Papier – 5 4 3 2 1 0

Vorwort

Transportvorgänge spielen eine bedeutende Rolle in verfahrenstechnischen Prozessen, die in unterschiedlichen stoffumwandelnden Industriezweigen die essenzielle Basis der Produktherstellung bilden. Entsprechend ihrer Bedeutung werden Transportvorgänge in einer Reihe exzellenter Lehrbücher behandelt, so dass es notwendig erscheint, die Erstellung eines weiteren zu erläutern. Viele Bücher geben einen tiefen, theoretischen Überblick über das Gebiet, wobei die technischen Umsetzungen weniger im Vordergrund stehen. Dies ist der klassische Zuschnitt für die Spezialisten, deren "Handwerkszeug" auf diese Weise grundlegend aufbereitet wird. Bei der überwiegenden Zahl der Ingenieurinnen und Ingenieure weist die heutige Entwicklung ihrer Tätigkeitsfelder allerdings weg von der Spezialisierung hin zu einer mehr generalistischen Ausrichtung. Dieser Personenkreis bedarf vor allem einer grundsätzlichen Lösungskompetenz zur Bewältigung der spezifischen Aufgaben ihres beruflichen Alltags. An diesen Bedürfnissen orientiert sich die Konzeption des vorliegenden Buchs. Dabei umfasst die Zielgruppe alle in stoffumwandelnden Industriezweigen tätigen Fachdisziplinen. Ingenieure der Verfahrenstechnik, der Umwelt- und Energietechnik, des Maschinenbaus, der Lebensmitteltechnik und der Biotechnologie sollen ebenso wie technische Chemiker und Physiker angesprochen werden. Natürlich sind auch die Studierenden der entsprechenden Fachrichtungen einbezogen, schließlich entstand diese Zusammenstellung aus einer Hauptstudiumsvorlesung. Das Buch richtet sich als Einführung und Nachschlagewerk an all diejenigen, die sich in ihrer beruflichen Praxis immer wieder mit Transportvorgängen beschäftigen. Den inhaltlichen Schwerpunkt bilden Stofftransportvorgänge. Kriterien für die Auswahl der Inhalte waren einerseits deren technische Relevanz sowie andererseits ihre Bedeutung als Grundlage für weitergehende Anwendungen. Das Konzept des Buchs zielt darauf, beim Leser die Fähigkeit zu entwickeln, eigenständig diejenigen Probleme lösen zu können, die innerhalb der beruflichen Tätigkeit auftreten und für die keine "Standardlösung" verfügbar ist. An den Anfang sind daher grundlegende Darstellungen sowie eine Reihe elementarer einphasiger Anwendungen gestellt. Hieran schließen sich die Beschreibungen der in unterschiedlichen technischen Umsetzungen auftretenden komplexeren Zusammenhänge an. Dabei steht nicht allein das methodische Wissen im Vordergrund. Vielmehr werden die verwickelten Vorgänge analysiert, um sie anschließend unter Verwendung vereinfachender Überlegungen auf elementare und mathematisch einfacher zu behandelnde Zusammenhänge zurückzuführen. Auf diese Weise soll auch die grundsätzliche Strategie bei der Behandlung verfahrenstechnischer Problemstellungen verdeutlicht werden. Zur weiteren Stärkung der Methoden- und Lösungskompe-

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Vorwort

tenz dienen die in größerer Zahl integrierten Übungsaufgaben, an denen die Erarbeitung von Lösungen trainiert werden kann. Die ausgearbeiteten Lösungen der Aufgaben sind im Internet auf der Homepage meiner Arbeitsgruppe (www.tuberlin.de/~ivtfg1/) verfügbar. Die zitierten Veröffentlichungen sind in ihrer Anzahl bewusst stark konzentriert. Neben den genutzten Quellen sind lediglich einige wenige Literaturstellen angegeben, in denen neben einer zusammenfassenden Behandlung der Inhalte des jeweiligen Kapitels auch ein weitergehender Überblick über die Spezialliteratur zu finden ist. Auch wenn Lehrbücher von einem Einzelnen geschrieben werden sollten, um für eine einheitliche Darstellung zu sorgen, so sind doch wesentlich mehr Personen daran beteiligt. Diesen allen will ich spätestens an dieser Stelle meinen herzlichen Dank aussprechen. Bei einigen möchte ich dies in besonderem Maß tun. In vielen intensiven und engagierten Diskussionen wurden über viele Jahre von den Studierenden argumentative Schwächen identifiziert und z.T. gemeinsam mit ihnen verständlichere Darstellungen erarbeitet. Folgende meiner derzeitigen und ehemaligen wissenschaftlichen Mitarbeiter haben inhaltliche Impulse gegeben, die einzelnen Kapitel kritisch gesichtet sowie an der Auswahl der Übungsaufgaben einschließlich ihrer Lösungen maßgeblich mitgearbeitet: Christian Adam, Robert Angst, Anja Drews, Patrick Mier, Dr. Anja Paschedag, Alexander Pawelski, Dr. Joachim Ritter, Dr. Sandra Rosenberger, Kai Schulze. Für die kritische Durchsicht einzelner Kapitel bedanke ich mich im besonderen Maß bei folgenden Kollegen der Technischen Universität Berlin: Professor Wolfgang Arlt (Kap. 6), Professor Hein Auracher (Kap. 10 und 15) und Professor Günter Wozny (Kap. 16 und 17). Gleicher Dank geht an Dr. Peter Zehner/ Ludwigshafen für seine substanziellen Hinweise zu den Kapiteln 18 und 19. Einen ganz besonderen Dank schulde ich Christine Heimerl-Rötsch, die bei der Erstellung des Manuskripts stets größte Sorgfalt und Eigenständigkeit an den Tag legte. Darüber hinaus erledigte sie in den langen Jahren immer wieder geduldigst und freundlichst meine mehr oder minder wichtigen Änderungen und entwickelte dabei noch höchste graphologische Fähigkeiten. Trotz aller Hilfen liegen selbstverständlich sämtliche Unzulänglichkeiten ausschließlich in der Verantwortung des Autors.

Berlin, im Juni 2003

Matthias Kraume

Inhalt

Teil I Einphasige Systeme

1 Grundlagen der Transportprozesse ..............................................................1 1.1 Molekulare Transportvorgänge................................................................1 1.1.1 Molekularer Impulstransport ............................................................3 1.1.2 Molekularer Energietransport ...........................................................5 1.1.3 Molekularer Stofftransport ...............................................................6 1.2 Konvektive Transportvorgänge.............................................................. 10 1.2.1 Konvektiver Impulstransport .......................................................... 10 1.2.2 Konvektiver Energietransport......................................................... 11 1.2.3 Konvektiver Stofftransport ............................................................. 12 1.2.4 Konvektiver Energie- und Stoffübergang........................................ 12 1.3 Turbulente Transportvorgänge............................................................... 16 1.4 Umwandlungsvorgänge......................................................................... 18 1.4.1 Stoffumwandlung .......................................................................... 18 1.4.2 Energieumwandlung ...................................................................... 19 1.4.3 Impulsänderung ............................................................................. 20 1.5 Bilanzgleichungen................................................................................. 20 1.5.1 Differentielle Bilanzgleichungen .................................................... 21 1.5.2 Integrale Bilanzgleichungen ........................................................... 31 1.6 Molekulare Transportkoeffizienten........................................................ 33 1.6.1 Viskosität ...................................................................................... 33 1.6.2 Wärmeleitfähigkeit ........................................................................ 40 1.6.3 Diffusionskoeffizienten.................................................................. 41 1.7 Aufgaben .............................................................................................. 43 1.8 Literatur................................................................................................ 47 2 Diffusion in ruhenden Medien .................................................................... 49 2.1 Stationäre Diffusion .............................................................................. 49 2.1.1 Diffusion ohne chemische Reaktion in einer ebenen Schicht ........... 49 2.1.2 Diffusion mit homogener chemischer Reaktion .............................. 51 2.1.3 Diffusion mit heterogener chemischer Reaktion.............................. 57 2.2 Instationäre Diffusion............................................................................ 59 2.2.1 Instationäre Diffusion ohne chemische Reaktion in einer Platte....... 60

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Inhalt

2.2.2 Instationäre Diffusion in einer Kugel.............................................. 64 2.3 Aufgaben ............................................................................................... 67 2.4 Literatur................................................................................................. 71 3 Beschreibung von Ausgleichsvorgängen in technischen Systemen............. 73 3.1 Idealisierte Modellapparate ................................................................... 73 3.1.1 Idealer Rührkessel.......................................................................... 74 3.1.2 Ideales Strömungsrohr ................................................................... 76 3.2 Reale Apparate ..................................................................................... 76 3.2.1 Mischvorgänge .............................................................................. 76 3.2.2 Kontinuierlich betriebene reale Apparate........................................ 80 3.3 Verweilzeitverteilungen ........................................................................ 83 3.4 Aufgaben .............................................................................................. 91 3.5 Literatur................................................................................................ 94 4 Strömungen in Rohren................................................................................ 95 4.1 Impulstransport..................................................................................... 95 4.1.1 Laminare Rohrströmung ................................................................ 95 4.1.2 Turbulente Strömung ..................................................................... 97 4.1.3 Strömungswiderstand in Rohren................................................... 104 4.1.4 Strömungen durch Rohrleitungssysteme ....................................... 108 4.2 Stoffübergang ..................................................................................... 109 4.2.1 Laminare Strömung ..................................................................... 109 4.2.2 Turbulente Rohrströmung ............................................................ 117 4.3 Stoffübergang mit heterogener chemischer Reaktion............................ 117 4.4 Strömungen nicht-Newtonscher Flüssigkeiten ..................................... 120 4.4.1 Geschwindigkeitsprofile............................................................... 120 4.4.2 Widerstandsgesetz ....................................................................... 122 4.5 Dispersion in Rohrströmungen ............................................................ 124 4.6 Aufgaben ............................................................................................ 126 4.7 Literatur.............................................................................................. 129 5 Strömungen an ebenen Platten ................................................................. 131 5.1 Impulstransport................................................................................... 132 5.1.1 Laminare Grenzschicht ................................................................ 132 5.1.2 Turbulente Grenzschicht .............................................................. 138 5.1.3 Widerstandsgesetz ....................................................................... 138 5.2 Stoffübergang ..................................................................................... 140 5.2.1 Laminare Strömung ..................................................................... 140 5.2.2 Turbulente Strömung ................................................................... 146 5.3 Fluiddynamik und Stofftransport bei hohem Partialdruck..................... 147 5.3.1 Physikalische Problematik ........................................................... 147 5.3.2 Geschwindigkeitsprofil ................................................................ 149 5.3.3 Konzentrationsprofil .................................................................... 150 5.3.4 Reibungsbeiwert .......................................................................... 152 5.3.5 Mittlere Sherwoodzahl ................................................................. 153

Inhalt

IX

5.4 Stoffübergang mit heterogener chemischer Reaktion............................ 155 5.5 Aufgaben ............................................................................................. 159 5.6 Literatur............................................................................................... 161 6 Trocknung fester Stoffe............................................................................. 163 6.1 Grundbegriffe der thermischen Trocknung .......................................... 163 6.2 Eigenschaften feuchter Güter............................................................... 165 6.2.1 Arten der Feuchtigkeitsbindung.................................................... 165 6.2.2 Bewegung der Feuchtigkeit im Gut .............................................. 167 6.3 Eigenschaften des feuchten Gases........................................................ 169 6.4 Darstellung der einstufigen Trocknung im Mollier-Diagramm ............. 172 6.4.1 Beharrungstemperatur .................................................................. 172 6.4.2 Kühlgrenztemperatur ................................................................... 174 6.4.3 Einstufiger Trockner .................................................................... 175 6.5 Wärmeübertragung an das feuchte Gut ................................................ 178 6.5.1 Konvektionstrocknung ................................................................. 178 6.5.2 Kontakttrocknung (konduktive Trocknung) .................................. 179 6.6 Kinetik der Trocknung, Trocknungsverlauf.......................................... 179 6.6.1 I. Trocknungsabschnitt ................................................................. 182 6.6.2 II. Trocknungsabschnitt................................................................ 185 6.7 Bauarten von Trocknern ...................................................................... 189 6.7.1 Konvektionstrockner.................................................................... 189 6.7.2 Kontakttrockner ........................................................................... 193 6.7.3 Strahlungstrockner ....................................................................... 195 6.8 Aufgaben ............................................................................................. 196 6.9 Literatur............................................................................................... 200 7 Einphasig durchströmte Feststoffschüttungen ......................................... 201 7.1 Kennzeichnende Größen einer Feststoffschüttung................................ 201 7.1.1 Feststoffpartikeln ......................................................................... 202 7.1.2 Lückengrad.................................................................................. 204 7.1.3 Hydraulischer Durchmesser ......................................................... 206 7.1.4 Geschwindigkeitsverteilung innerhalb einer Feststoffschüttung..... 208 7.2 Druckverlust ....................................................................................... 209 7.3 Wärmeübergang.................................................................................. 213 7.4 Stoffübergang ..................................................................................... 215 7.5 Modellierung von Austauschvorgängen in Festbetten........................... 217 7.6 Aufgaben ............................................................................................ 223 7.7 Literatur.............................................................................................. 226 8 Filtration und druckgetriebene Membranverfahren................................ 229 8.1 Einteilung der Trennverfahren.............................................................. 229 8.2 Prozessführung ................................................................................... 230 8.2.1 Kuchenfiltration........................................................................... 231 8.2.2 Querstromfiltration ...................................................................... 232

X

Inhalt

8.2.3 Tiefenfiltration............................................................................. 233 8.3 Kennzeichnung des Trennerfolgs......................................................... 235 8.4 Filtration............................................................................................. 238 8.4.1 Grundlegende Theorie der Filtration............................................. 238 8.4.2 Kuchenfiltration wässriger Suspensionen ..................................... 240 8.4.3 Staubabscheidung durch Filtration................................................ 251 8.5 Druckgetriebene Membranverfahren ................................................... 253 8.5.1 Definitionen................................................................................. 254 8.5.2 Grundlegende Theorie zu Membranverfahren............................... 256 8.5.3 Mikro- und Ultrafiltration ............................................................ 261 8.5.4 Nanofiltration .............................................................................. 261 8.5.5 Umkehrosmose ............................................................................ 262 8.5.6 Apparative Umsetzung der Membranfiltration .............................. 264 8.6 Aufgaben ............................................................................................ 267 8.7 Literatur.............................................................................................. 270 Teil II Mehrphasige Systeme

9 Stoffaustausch zwischen zwei fluiden Phasen........................................... 273 9.1 Stoffübergangstheorien ....................................................................... 273 9.1.1 Filmtheorie .................................................................................. 274 9.1.2 Grenzschichttheorie ..................................................................... 277 9.1.3 Penetrations- und Oberflächenerneuerungstheorie ........................ 279 9.1.4 Turbulenztheorie.......................................................................... 281 9.2 Stoffdurchgang ................................................................................... 283 9.3 Stoffaustausch mit homogener chemischer Reaktion............................ 288 9.3.1 Penetrationstheorie....................................................................... 288 9.3.2 Filmtheorie .................................................................................. 293 9.3.3 Generelle Auswirkungen einer homogenen Reaktion erster Ordnung auf den Stofftransport ............................................................................ 295 9.4 Aufgaben ............................................................................................ 296 9.5 Literatur............................................................................................... 298 10 Strömung von Flüssigkeitsfilmen............................................................ 301 10.1 Fluiddynamik von Rieselfilmen......................................................... 302 10.2 Wärmeübertragung zwischen Wand und Flüssigkeit .......................... 306 10.3 Stoffübertragung zwischen Rieselfilm und Gas.................................. 308 10.3.1 Laminare Rieselfilme ................................................................. 309 10.3.2 Filme mit welliger Oberfläche.................................................... 315 10.3.3 Gasseitiger Stoffübergang .......................................................... 317 10.4 Stofftransport mit homogener chemischer Reaktion ........................... 318 10.4.1 Reaktion 1. Ordnung.................................................................. 320 10.4.2 Reaktion 2. Ordnung.................................................................. 323 10.5 Technische Anwendungen von Rieselfilmapparaten........................... 326

Inhalt

XI

10.6 Aufgaben .......................................................................................... 328 10.7 Literatur............................................................................................ 330 11 Partikelbewegung .................................................................................... 333 11.1 Stationäre Partikelbewegung ............................................................. 333 11.1.1 Feste Einzelpartikel.................................................................... 333 11.1.2 Fluide Partikeln.......................................................................... 342 11.2 Instationäre Partikelbewegung........................................................... 350 11.3 Bewegung von Partikelschwärmen .................................................... 352 11.3.1 Feste Partikeln ........................................................................... 353 11.3.2 Fluide Partikeln.......................................................................... 357 11.4 Aufgaben .......................................................................................... 359 11.5 Literatur............................................................................................ 360 12 Stofftransport bei Partikeln .................................................................... 363 12.1 Stationärer Stoffübergang.................................................................. 363 12.1.1 Feste Einzelkörper ..................................................................... 364 12.1.2 Fluide Partikeln.......................................................................... 371 12.2 Instationärer Stofftransport bei festen und fluiden Partikeln ............... 377 12.2.1 Mathematische Grundlagen und Definitionen ............................. 378 12.2.2 Diffusiver Transport in einer Kugel ............................................ 381 12.2.3 Stoffübergang bei schleichender Umströmung ............................ 382 12.2.4 Spezielle Lösung für sehr kurze Zeiten ....................................... 382 12.2.5 Berechnung der übergehenden Masse für sehr lange Zeiten......... 383 12.2.6 Ergebnisse der numerischen Lösung........................................... 383 12.3 Aufgaben .......................................................................................... 386 12.4 Literatur............................................................................................ 389 13 Wirbelschichten....................................................................................... 391 13.1 Erscheinungsformen von Wirbelschichten ......................................... 391 13.2 Fluiddynamische Grundlagen ............................................................ 393 13.2.1 Druckverlustcharakteristik.......................................................... 393 13.2.2 Lockerungsgeschwindigkeit ....................................................... 394 13.2.3 Expansion von Fließbetten ......................................................... 396 13.2.4 Feststoffverhalten bei der Fluidisierung mit einem Gasstrom ...... 397 13.2.5 Betriebszustände in Wirbelschichten .......................................... 399 13.3 Gasblasen in Wirbelschichten............................................................ 401 13.4 Feststoffmischung in Wirbelschichten ............................................... 404 13.5 Gasphasenvermischung in Wirbelschichten ....................................... 407 13.6 Stoffübergang zwischen Fluid und Partikeln ...................................... 407 13.7 Modellierung von Wirbelschichtreaktoren ......................................... 408 13.8 Technische Anwendungen................................................................. 409 13.8.1 Acrylnitrilsynthese ..................................................................... 409 13.8.2 Verbrennung von Kohle ............................................................. 410 13.9 Aufgaben .......................................................................................... 412 13.10 Literatur .......................................................................................... 414

XII

Inhalt

14 Feststofftransport in Rohrleitungen........................................................ 415 14.1 Physikalische Grundlagen des Feststofftransports .............................. 416 14.2 Pneumatische Förderung ................................................................... 417 14.2.1 Einteilung der pneumatischen Förderung.................................... 418 14.2.2 Bestimmung des Druckverlustes................................................. 421 14.2.3 Luftexpansion entlang des Förderwegs ....................................... 432 14.2.4 Fördergeschwindigkeit ............................................................... 433 14.2.5 Technische Fördersysteme.......................................................... 437 14.3 Hydraulische Förderung .................................................................... 438 14.4 Aufgaben .......................................................................................... 440 14.5 Literatur............................................................................................. 442 15 Gas/Flüssigkeits-Strömungen in Rohren ................................................ 445 15.1 Strömungs- und Phasenverteilungszustände....................................... 445 15.1.1 Strömungen in vertikalen Rohren ............................................... 445 15.1.2 Strömungen in horizontalen Rohren ........................................... 447 15.2 Grundlegende Beziehungen und Definitionen .................................... 448 15.3 Bestimmung der Strömungsform ....................................................... 450 15.3.1 Strömungsformen in horizontalen Rohren................................... 452 15.3.2 Strömungsformen in vertikalen Rohren ...................................... 453 15.3.3 Schlupf ...................................................................................... 455 15.4 Berechnungsverfahren für Gas/Flüssigkeits-Strömungen ................... 456 15.4.1 Homogenes Modell .................................................................... 457 15.4.2 Heterogenes Modell (Schlupfmodell) ......................................... 461 15.5 Aufgaben .......................................................................................... 465 15.6 Literatur............................................................................................ 466 16 Bodenkolonnen ........................................................................................ 467 16.1 Thermodynamische Grundlagen ........................................................ 467 16.1.1 Stoffbilanz um eine Rektifizierkolonne....................................... 468 16.1.2 Stoffbilanz um eine Absorptions- oder Desorptionskolonne ........ 472 16.2 Konstruktive Merkmale..................................................................... 474 16.3 Belastungsbereich und Belastungskennfeld von Kolonnenböden ........ 479 16.3.1 Maximale Gasbelastung ............................................................. 480 16.3.2 Minimale Gasbelastung.............................................................. 481 16.3.3 Maximale Flüssigkeitsbelastung................................................. 483 16.3.4 Minimale Flüssigkeitsbelastung.................................................. 484 16.3.5 Belastungskennfeld .................................................................... 484 16.4 Zweiphasenströmung in Bodenkolonnen............................................ 485 16.5 Druckverlust des Gases am Boden..................................................... 486 16.6 Phasengrenzfläche in der Zweiphasenschicht ..................................... 488 16.7 Stoffübergang in der Zweiphasenschicht............................................ 490 16.3 Aufgaben .......................................................................................... 496 16.4 Literatur............................................................................................ 498

Inhalt

XIII

17 Packungskolonnen................................................................................... 499 17.1 Aufbau und Funktionsweise .............................................................. 499 17.2 Fluiddynamik.................................................................................... 503 17.2.1 Flüssigkeitsinhalt ....................................................................... 504 17.2.2 Druckverlust .............................................................................. 510 17.3 Belastungsgrenzen, Belastungskennfeld, Arbeitsbereich .................... 514 17.4 Stoffübergang ................................................................................... 518 17.5 Axiale Dispersion.............................................................................. 523 17.6 Aufgaben .......................................................................................... 524 17.7 Literatur............................................................................................ 525 18 Mischen und Rühren ............................................................................... 527 18.1 Definitionen und Einteilungen ........................................................... 527 18.2 Einphasige Systeme........................................................................... 529 18.2.1 Statische Mischer ....................................................................... 529 18.2.2 Rühren....................................................................................... 533 18.2.3 Homogenisieren in Rührgefäßen ................................................ 546 18.3 Mehrphasensysteme .......................................................................... 547 18.3.1 Suspendieren von Feststoffen ..................................................... 547 18.3.2 Begasen ..................................................................................... 552 18.3.3 Dispergieren von Flüssig/flüssig-Systemen................................. 561 18.3 Aufgaben .......................................................................................... 566 18.4 Literatur............................................................................................ 568 19 Blasensäulen ............................................................................................ 571 19.1 Blasensäulen mit und ohne Einbauten................................................ 573 19.1.1 Bauarten .................................................................................... 573 19.1.2 Fluiddynamik............................................................................. 575 19.1.3 Blasengröße und -bewegung....................................................... 577 19.1.4 Dispersion.................................................................................. 579 19.1.5 Gasgehalt................................................................................... 580 19.1.6 Stofftransport ............................................................................. 582 19.1.7 Wärmeübergang......................................................................... 586 19.2 Suspensionsblasensäulen ................................................................... 588 19.3 Airlift-Schlaufenapparate .................................................................. 590 19.4 Abstromblasensäulen ........................................................................ 592 19.4.1 Bauarten und Einsatzgebiete....................................................... 593 19.4.2 Betriebsbedingungen und Gasgehalt ........................................... 594 19.4.3 Stoffübertragung ........................................................................ 596 19.5 Modellgleichungen zur Beschreibung von Blasensäulenreaktoren ...... 596 19.6 Anwendungsbereiche ........................................................................ 599 19.7 Aufgaben .......................................................................................... 600 19.8 Literatur............................................................................................ 603 Sachverzeichnis ......................................................................................... 605

Symbolverzeichnis

Lateinische Zeichen Symbole

Einheit

Größe

A A Ap A

[m2] [-] [-] [variabel]

a a a a B B B* b b C C c c cp, cv D DAB

[m2/s] [-] [m-1] [-] [m] [mol/s] [-] [mol s/kg] [-] [-] [-] [-] [mol/m3] [J/kg K] [-] [m2/s]

D D Dio d dh

[m2/s] [mol/s] [m²/s] [m] [-]

Fläche Konstante Partialdruckverhältnis (Gl. (5.41)) Summe der aus einem System austretenden Mengen (Impuls, Masse, Energie) Temperaturleitfähigkeit (Gl. (1.6)) Aktivitätskoeffizient volumenbezogene Oberfläche (Gl. (7.1b)) Konstante Breite Sumpfproduktstrom Berieselungsdichte (Gl. (17.32)) Beweglichkeit Konstante Geschwindigkeitsverhältnis (Gl. (14.10)) Konstante Oberflächengeschwindigkeit (Gl. (5.39)) molare Konzentration spez. Wärmekapazität Durchmesser Diffusionskoeffizient der Komponente A im Gemisch mit B Dispersionskoeffizient (Gl. (3.8)) Destillatstrom thermodynamischer Diffusionskoeffizient Rührer- oder Rohrdurchmesser hydraulischer Durchmesser (Gln. (4.36) u. (7.5))

XVI

Symbolverzeichnis

Symbole

Einheit

Größe

d32 E E E E E E F F F FD fε G g H H H* h I Ι J K KD Kf KV k k k k k k1

[m] [J] [-] [s-1] [-] [J/mol] [-] [N1/2/m] [N] [mol/s] [-] [-] [mol/s] [m/s2] [m] [bar] [-] [J/mol] [Ns] [N] [L/m² h] [-] [-] [-] [m/s] [J/mol K] [kg/ms2-n] [m/s] [-] [variabel] [1/s]

k2

[m³/mol s]

k0 L* L L l l

[variabel] [-] [m] [mol/s] [m] [m]

Sauter-Durchmesser (Gl. (7.3)) Energie Beschleunigungsfaktor Verteilungsdichtefunktion der Verweilzeit Verstärkungsverhältnis Aktivierungsenergie Exzentrizität F-Faktor (Gl. (16.12)) Kraft Zulaufstrom Funktion (Gl.(15.17)) Anordnungsfaktor Gas-bzw. Dampfstrom Erdbeschleunigung Höhe Henry-Koeffizient (Gl. (9.28)) Henryzahl (Gl. (12.22)) spez. Enthalpie Impuls Impulsstrom Permeatfluss Konstante Funktion (Gl.(15.18)) Flüssigkeitskennzahl (Gl. (11.25)) Gasbelastungsfaktor (Gl. (16.11)) Boltzmann-Konstante Ostwaldfaktor (Gl. (1.96)) Stoffdurchgangskoeffizient Formfaktor Reaktionsgeschwindigkeitskonstante Reaktionsgeschwindigkeitskonstante 1. Ordnung Reaktionsgeschwindigkeitskonstante 2. Ordnung Häufigkeitsfaktor dimensionslose Lauflänge Länge Flüssigkeitsstrom Mischungsweg (Gl. (4.26)) Rohrlänge

Lateinische Zeichen

XVII

Symbole

Einheit

Größe

M M M ~ M Mk m m N Nog N n n n n P P p q3 Q q R R R R r r Ri S

[kg] [-] [kg/s] [kg/mol] [variabel] [-] [kg/m2s] [mol] [-] [mol/s] [-] [s-1] [-] [mol/m2s] [W] [L/m² h bar] [bar] [-] [J/s] [J/sm²] [m] [J/mol K] [1/m] [mol/s] [m] [mol/m3s] [-] [variabel]

S Sij s T Tu TD t u U V V v

[-] [-] [m] [K] [-] [-] [s] [J/kg] [J] [m3] [m3/s] [m/s]

Masse Mischungsgrad Massenstrom Molmasse Moment k-ter Ordnung Verteilungskoeffizient Massenstromdichte Molmenge Anzahl der Übergangseinheiten Molstrom Anzahl der Moleküle Drehfrequenz Fließexponent (Gl. (1.96)) Molstromdichte Leistung Permeabilität (Gl. (8.36)) Druck Massenverteilungsdichte Wärmestrom Wärmestromdichte Radius allg. Gaskonstante Widerstand Reaktionsstrom radiale Ortskoordinate Reaktionsstromdichte (Gl. (1.40)) Rückhaltevermögen (Gl. (8.37) Änderung der in einem System gespeicherten Menge (Impuls, Masse, Energie) Schlupf (Gl. (15.14)) Selektivität (Gl. (8.38)) Weglänge Temperatur Turbulenzgrad Funktion (Gl.(15.19)) Zeit massenspez. innere Energie innere Energie Volumen Volumenstrom Leerrohrgeschwindigkeit

XVIII

Symbolverzeichnis

Symbole

Einheit

Größe

W

[variabel]

w*

[m/s]

w w’ X X x x Y XG x y y Z’ Z

[m/s] [m/s] [-] [-] [m] [mol/mol] [-] [-] [-] [m] [mol/mol] [m] [kg/s]

Z*

[m]

Summe der in einem System gewandelten Mengen (Impuls, Masse, Energie) Schubspannungsgeschwindigkeit (Gl. (4.20)) Geschwindigkeit turb. Schwankungsgeschwindigkeit Beladung (Feststoff) Martinelli Parameter (Gl. (15.16)) Ortskoordinate Molenbruch Beladung (Gas) (Gl. (6.4)) Gutsfeuchte Strömungsmassengehalt (Gl. (15.9)) Ortskoordinate Molenbruch (Gas) Sprudelschichthöhe Summe der in ein System eintretenden Menge (Impuls, Masse, Energie) Einlaufkennzahl (Gl. (4.47))

Griechische Zeichen α αv α β δ δ ε ε εg ε

ζ η η Θ Θ ϑ κ

[J/m2Ks] [m²] [rad] [m/s] [m] [-] [-] [-] [-] [-] [-] [-] [kg/ms] [rad] [s] [°C] [m²/s]

Wärmeübergangskoeffizient volumenbezogener Filterkuchenwiderstand Steigungswinkel Stoffübergangskoeffizient Filmdicke rel. Abweichung Feststoffvolumenanteil Lückengrad, Lückenvolumen, Porosität Gasgehalt Strömungsgasgehalt (Gl. (15.18)) Widerstandsbeiwert Effektivitätsfaktor dynamische Viskosität Strömungswinkel Mischzeit Temperatur Feuchtigkeitskoeffizient

Dimensionslose Kennzahlen

XIX

Symbole

Einheit

Größe

λ λ*S

[J/smK] [-]

λZ μ μ μ ν ν νi ξ ρ σ σ τ τ τ ϕV ϕ ψK ψ ω

[-] [-] [-] [kJ/mol] [m2/s] [-] [-] [-] [kg/m3] [N/m] [-] [N/m2] [s] [s] [-] [-] [-] [-] [1/s]

Wärmeleitfähigkeit Widerstandsbeiwert durch PartikelWandstöße (Gl. (14.9)) Widerstandbeiwert gesamt Feststoffbeladung Diffusionswiderstandszahl chemisches Potential kinematische Viskosität Rücklaufverhältnis (Gl. (16.3)) stöchiometrische Koeffizienten bez. Dichte oder Dichtedifferenz Dichte Oberflächenspannung Standardabweichung Impulsstromdichte, Schubspannung Trocknungszeit Kontaktzeit Volumenanteil relative Feuchte (Gl. (6.9)) Korrekturfunktion (Gl. (15.39) u. (15.40)) Sphärizität (Gl. (11.17)) Winkelgeschwindigkeit

Dimensionslose Kennzahlen Symbole

Bezeichnung

Ar = d3g (ρs - ρf )/(νf2 ρf) Bo = wL/Dax Da = k1 L2/DAB Eo = g (ρP-ρ) dP2/σ Fo = at/L2 Fr = w²/(gL) Ga = g L3/ν2 Ha = (k1 DAB/β2)1/2 Le = a/D Ne = P/(ρ n3 d5) Nu = αL/λ Pe = wL/DAB

Archimedeszahl Bodensteinzahl Damköhlerzahl Eötvöszahl Fourierzahl Froudezahl Galileizahl Hattazahl Lewiszahl Newtonzahl Nusseltzahl Pecletzahl

XX

Symbolverzeichnis

Symbole

Bezeichnung

Pr = ν/a Re = wL/ν Sc = ν/D Sh = β L/DAB We = w2 Lg/σ

Prandtlzahl Reynoldszahl Schmidtzahl Sherwoodzahl Weberzahl

Indizes A A A a abs ar ak aus B B B B Bl b b c c c D D D Disp d d E E ein e e eq F Fl Fl f

Komponente A Auftrieb Ablauf Austritt absolut arithmetisch aktive Bodenfläche Austritt Komponente B Blasen Behälter Kolonnensumpf Blase Beschleunigung instationär Konzentration kontinuierliche Phase Zirkulation Dampf Kolonnenkopf Deckschicht Dispersion dynamisch disperse Phase Eintritt größte, stabile Partikel Eintritt effektiv Endwert Gleichgewicht Feed Flutpunkt Flüssigkeitsindex Flüssigkeit

Indizes

Symbole

Bezeichnung

G G G g g ges h h HR hom K K krit L L L L lam log lok ln M Mod m m m m max min n-N o Pl P P PW p q R R R R R RV r

Gewicht Grenze Gut Gasphase Gravitation gesamt hydrostatisch Haftflüssigkeit Hub- und Wandreibung homogen Konvektion Kugel kritisch Lauflänge Loch Lockerungspunkt Luft laminar logarithmisch lokal logarithmisch Membran Modell Masse Mischer molekularer Transport mittel maximal minimal nicht-Newtonsch gemittelt Platte Partikel Permeat Partikelwolke Druck Wärme Rand, Berandung Reaktion Rohr Rest Rührer Rückvermischung Rohgas bzw. Waschflüssigkeit

XXI

XXII

Symbolverzeichnis

Symbole

Bezeichnung

S S S S SS ST Stopf s s st sus T T t t t tip V v v W W W WS w x y Z z 0 α δ η σ τ τ ∞ 1 1g 1f 2 2ph

Sättigung Säule Schüttung Strombrecher Schwarmsink, Strähne Stofftransport Stopf, Stopfgrenze Feststoff (solids) scheinbar statisch Suspension Tropfen Trägheit trocken turbulent Zeit Blattspitze eines Rührers Volumen Verdrängung vertikal Wasser Widerstand Wehr Wandstöße Wand in x-Richtung in y-Richtung Zusatz in z-Richtung Phasengrenzfläche Anfang Grenzschicht Zähigkeit Oberflächenspannung Impuls Kontaktzeit unendlich Komponente 1 Einphasenströmung gasförmig Einphasenströmung flüssig Komponente 2 Zweiphasenströmung

Hochgestellte Indizes

Hochgestellte Indizes Symbole

Bezeichnung

äqui eins m n n * * ‘

äquimolar einseitig Konstante Konstante Ordnung Gleichgewicht bez. dimensionsloser Wert Schwankungsgröße

XXIII

1 Grundlagen der Transportprozesse

Die in der Verfahrenstechnik angewendeten Grundoperationen (unit operations) lassen sich auf verschiedene Effekte des Energie-, Impuls- und Stoffaustausches zurückführen. Diese Austauschvorgänge unterliegen in einem gewissen Umfang analogen mathematischen Beschreibungen, wodurch einerseits eine einheitliche, übersichtliche Darstellung der einzelnen Austauscheffekte möglich ist und andererseits aus den betreffenden mathematischen Beziehungen eines Grundvorganges, z.B. des Impulsaustausches, auf die beiden anderen Vorgänge geschlossen werden kann und umgekehrt. Das Ziel dieses Kapitels ist die Beschreibung der einzelnen Austauscheffekte sowie die analytische Formulierung ihrer Gesetzmäßigkeiten. Darauf aufbauend wird die Bilanzierung der in den Austauschbeziehungen auftretenden Größen wie Masse, Energie und Impuls besprochen. Die derart gewonnenen Zusammenhänge finden dann in den darauffolgenden Kapiteln ihre weitere Anwendung.

1.1 Molekulare Transportvorgänge Als molekularer Transportstrom wird der durch die thermische Bewegung der Moleküle bewirkte Strom der jeweiligen Austauschgröße (Energie, Impuls, Masse) bezeichnet. Unter bestimmten vereinfachenden Voraussetzungen kann angenommen werden, dass die molekularen Transportvorgänge der verschiedenen Austauschgrößen bis zu einem gewissen Grad analoge Gesetzmäßigkeiten befolgen, die im Weiteren vorgestellt werden. Ein Impulsstrom kann nur in einem strömenden Fluid auftreten, nicht aber in einem ruhenden System. Das mag zunächst überraschen, da beispielsweise auch in einem ruhenden Gas die Moleküle eine thermische Bewegung mit unterschiedlichen Geschwindigkeiten ausführen. Betrachtet man das Ergebnis einer sehr großen Zahl von Bewegungen und Zusammenstößen, dann ergibt sich kein gerichteter Impulsstrom, d.h. in makroskopischer Hinsicht tritt kein Impulsstrom auf. (Innere Kräfte können den Impuls eines Volumenelements nicht ändern. Solche H inneren Kräfte Fi heben sich gemäß dem Newtonschen Axiom von der Gleichheit H H d(M i w i ) und von Wirkung und Gegenwirkung immer paarweise auf. Da Fi = dt H

H

ΣFi = 0, folgt nach zeitlicher Integration ΣMi w i = const. (konstanter Impuls)).

M. Kraume, Transportvorgänge in der Verfahrenstechnik © Springer-Verlag Berlin Heidelberg 2004

2


Nur wenn der thermischen Bewegung beispielsweise durch ein Druckgefälle eine gerichtete Bewegung überlagert wird, ist ein Impulsstrom möglich. Im Gegensatz zum Impulstransport kann der Energietransport sowohl in ruhenden als auch in strömenden Medien stattfinden. Der Energietransport in ruhenden Medien ist dadurch möglich, dass die einem System über die Systemgrenze als Wärme zugeführte Energie in kinetische Energie der Moleküle umgewandelt und dann transportiert werden kann. Ist die Dichte eines Mediums gering wie bei Gasen, dann ist die Zahl der Moleküle je Volumeneinheit und somit auch die Zahl der Zusammenstöße klein bei gleichzeitig sehr großer mittlerer freier Weglänge. Unter diesen Bedingungen werden sich die Moleküle mit der größeren kinetischen Energie sehr schnell innerhalb des gesamten verfügbaren Volumens verteilen. Das heißt also, dass sich innerhalb eines Mediums mit sehr geringer Dichte ein makroskopisches Energiegefälle sehr schnell ausgleicht. Ein mikroskopisches Energiegefälle zwischen benachbarten Molekülen bleibt bestehen, bis dieses durch Molekülstöße ausgeglichen wird. Somit erfolgt durch Platzwechsel der Moleküle ein Grobausgleich und durch Zusammenstöße ein Feinausgleich des Energiegefälles. Im Fall von Gasen, also Medien geringer Dichte, bedeutet dies, dass einerseits die möglichen Energieströme nur sehr gering sind, da die dafür maßgebende Zahl der Moleküle sehr klein ist. Hierauf ist die schlechte Wärmeleitung in Gasen zurückzuführen. Andererseits erfolgt der Grobausgleich in Gasen wesentlich schneller als in Flüssigkeiten, da der Platzwechsel der Moleküle mit abnehmender Dichte der Medien erleichtert wird. Da nicht nur Energie, sondern auch Impuls vor allem durch Molekülstöße transportiert werden, liefern die obigen Betrachtungen folgende allgemeinen Hinweise: In Medien mit großer Dichte können sehr viel größere Impuls- und Energieströme auftreten als in Medien mit geringer Dichte. Das heißt, dass die molekularen Transportkoeffizienten des Impulses und der Energie, die dynamische Viskosität η und die Wärmeleitfähigkeit λ, für Flüssigkeiten wesentlich größer sind als für Gase. Weiterhin ergibt sich aber auch, dass sich Moleküle mit großer kinetischer Energie und damit auch großem Impuls sehr schnell innerhalb eines Volumenelementes verteilen, wenn die Dichte des Mediums sehr gering ist. Die Schnelligkeit des Ausgleichs eines Impulsgefälles ist auf die Beweglichkeit, d.h. auf die Ortsveränderung der Moleküle, nicht aber auf die Zusammenstöße zurückzuführen. Daher sind die diese Phänomene beschreibenden Austauschkoeffizienten für Impuls und Energie, die kinematische Viskosität ν und die Temperaturleitfähigkeit a, für Flüssigkeiten deutlich niedriger als für Gase. Die große Bedeutung des Ortswechsels der Moleküle tritt auch bei der Betrachtung des Stofftransports hervor. Stoff kann nur durch Ortswechsel der Moleküle, nicht aber durch deren Zusammenstöße transportiert werden. Durch Zusammenstöße der Moleküle wird der Stofftransport nur behindert. In Abb. 1.1 ist der Transport von Molekülen A und B innerhalb eines Volumenelementes in stark schematisierter Form dargestellt. Anfänglich seien die Moleküle von A und B durch eine Wand getrennt. Zum Zeitpunkt t = 0 werde diese Wand entfernt und

1.1 Molekulare Transportvorgänge

3

Abb. 1.1. Zur Erläuterung der Molekülbewegung bei der zweiseitigen Diffusion

die Spezies A und B dringen jeweils in die benachbarten Bereiche vor. Im Endzustand (t o f) sind die Moleküle A und B im Volumen stochastisch verteilt. Der für den Stofftransport maßgebende molekulare Transportkoeffizient, der Diffusionskoeffizient D von Gasen ist größer als der von Flüssigkeiten oder der von festen Medien. Für den Diffusionskoeffizienten liegen daher gerade umgekehrte Verhältnisse vor wie für die Transportkoeffizienten der Wärme und des Impulses. 1.1.1 Molekularer Impulstransport Der molekulare Impulstransport wurde erstmals von Newton beschrieben. Dabei ging Newton von der Vorstellung aus, dass bei einer konvektiven Strömung innerhalb des Mediums infolge der inneren Reibung normal zur Strömungsrichtung Geschwindigkeitsunterschiede auftreten, wodurch ein molekularer Impulstransport von Schichten mit höherer Geschwindigkeit und damit höherem Impuls zu Schichten mit niedrigerem Impuls erfolgt. Für die molekulare Impulsstromdichte in laminar strömenden Medien hat Newton den folgenden Ansatz, der als Fließgesetz bezeichnet wird, eingeführt: F A

Wm

K

dw x dy

(1.1)

Hierbei stellt dwx/dy den Geschwindigkeitsgradienten senkrecht zur Strömungsrichtung dar. Der Index m weist darauf hin, dass diese Impulsstromdichte allein durch molekularen Transport bedingt ist. Die dynamische Viskosität K stellt den molekularen Transportkoeffizienten des Impulses dar. Wie alle Transportkoeffizienten ist die Viskosität eine Stoffgröße. Abbildung 1.2 zeigt eine Geschwindigkeitsverteilung, die sich zwischen zwei parallelen Platten einstellt, wenn sich die obere mit einer konstanten Geschwindigkeit w in x-Richtung bewegt, während die untere feststeht. Die Flüssigkeit haftet an beiden Platten, bewegt sich also an der oberen Platte mit der Wandge-

4


F

w = wx

bewegt

L y

x

fest

Abb. 1.2. Zur Definition der molekularen Impulsstromdichte

schwindigkeit wx (y=L) und ruht an der unteren. In dem Zwischenbereich nimmt die Fluidgeschwindigkeit linear mit dem Abstand von der unteren Wand als Folge des molekularen Impulstransportes zu. τm wird üblicherweise als Schub- oder Scherspannung bezeichnet. Die Schubspannung ist eine vektorielle Größe. Es gilt die folgende Konvention für das Vorzeichen der Schubspannung: Es sei positiv, wenn einer aus der Flüssigkeit in positiver (negativer) y-Richtung herauszeigenden Normalen eine äußere Kraft in positiver (negativer) x-Richtung entspricht. (Hinweis: Es findet sich auch die entgegengesetzte Definition, die hier genutzte ist die bei weitem häufigste.) Die in Abb. 1.2 von der ruhenden Wand auf die Flüssigkeit ausgeübte Kraft wirkt demzufolge richtigerweise entgegen der Bewegungsrichtung des Fluids. Nimmt man an, dass die Dichte ρ des strömenden Fluids konstant ist, dann lässt sich der Newtonsche Ansatz auch in der Form

τ m =ν

d (w x ρ ) dy

(1.2)

schreiben. Hierin ist ν = η/ρ die kinematische Viskosität. Da wxρ den Impuls je Volumeneinheit darstellt, besagt Gl. (1.2), dass die Impulsstromdichte proportional dem Gradienten des Impulses je Volumeneinheit ist. Sowohl die kinematische als auch die dynamische Viskosität sind in isotropen Fluiden richtungsunabhängig. Laminar strömende Fluide dürfen im Allgemeinen als isotrop angesehen werden. (Isotropie: Richtungsunabhängigkeit von physikalischen und chemischen Stoffeigenschaften.) Diejenigen Fluide, deren Fließverhalten durch Gl. (1.1) beschrieben wird, werden Newtonsche Fluide genannt. Als Beispiele für Newtonsche Fluide seien erwähnt: alle Gase, die anorganischen Flüssigkeiten sowie eine ganze Reihe der organischen Flüssigkeiten, deren dynamische Viskosität nicht zu groß ist. Eine größere Zahl von Flüssigkeiten lässt sich nicht durch das von Newton aufgestellte Fließgesetz beschreiben. Die Viskosität derartiger Flüssigkeiten hängt selbst von dem Geschwindigkeitsgradienten ab, daher gilt folgendes Fließgesetz:


τ = η n− N

dwx dy

, η n− N = f

æ dw x ç ç dy è

ö ÷ ÷ ø

5

(1.3)

Dabei kann sich die Viskosität dieser sogenannten nicht-Newtonschen Flüssigkeiten um mehrere Zehnerpotenzen infolge Scherung ändern. Typische Vertreter nicht-Newtonscher Flüssigkeiten finden sich in der Lebensmittel-, Lack- und Kunststoffindustrie sowie in einer Reihe von biotechnologischen Prozessen. Für nicht-Newtonsche Flüssigkeiten gelten andere Schubspannungsansätze, die in Abschn. 1.6.1.2 separat behandelt werden. 1.1.2 Molekularer Energietransport Die Ursachen für den molekularen Energietransport sind komplex und umfassen Phänomene wie Molekülstöße in Gasen, Gitterschwingungen in Kristallen sowie die Bewegung von freien Elektronen in Metallen. Für die ingenieurtechnische Anwendung greift man auf die phänomenologische Erfassung des molekularen Energietransports durch die Größen Temperatur, Wärmestrom und Wärmestromdichte zurück, was für die technisch relevanten Problemstellungen vollständig ausreicht. Dabei stellt die Wärmeleitung den Energietransport zwischen benachbarten Molekülen aufgrund eines im Material vorhandenen Temperaturgradienten dar. Die Berechnung der molekularen Wärmestromdichte q m erfolgt mit Hilfe des Gesetzes von Fourier [Fourier 1821]: Q m dT = q m = −λ A dx

(1.4)

Der hierin auftretende molekulare Transportkoeffizient λ heißt Wärmeleitfähigkeit und ist eine vom Stoff und dem physikalischen Zustand des betreffenden Systems abhängige Größe. Wie alle Stoffwerte ist sie mit dem Druck und der Temperatur veränderlich (s. Abschn. 1.6.2). Erweitert man Gl. (1.4) mit dem Produkt ρcp aus Dichte ρ und spezifischer Wärmekapazität cp, so erhält man bei konstantem ρcp für die molekulare Wärmestromdichte q m eine Beziehung, die auf dem Gradienten der Wärmestromdichte ρ cP T basiert: q m = −a

(

d ρ cp T

)

(1.5)

dx

Die Größe a≡

λ ρ cp

(1.6)

6


wird als Temperaturleitfähigkeit bezeichnet. Die Größe a ist ebenso wie λ ein reiner Stoffwert. 1.1.3 Molekularer Stofftransport Zur Darstellung des molekularen Stofftransports, der Diffusion, werden üblicher oder die Molstromdichte n herangezogen. Die weise die Massenstromdichte m Diffusion findet stets in einem Gemisch statt, das mindestens aus zwei Komponenten besteht, die mit A und B bezeichnet werden sollen. Die Komponenten unterscheiden sich durch ihre Massenkonzentrationen ρA und ρB bzw. molaren Konzentrationen cA und cB. Betrachtet man ein abgeschlossenes System, in dem zu einem bestimmten Zeitpunkt für die Komponente A örtliche Konzentrationsunterschiede bestehen, dann werden diese durch molekulare Diffusion ausgeglichen (s. Abb. 1.1). Zum besseren Verständnis dieses Vorgangs werden einzelne Moleküle A betrachtet. Es existieren sechs Möglichkeiten (drei Raumrichtungen mit je zwei Orientierungen) der Bewegung der Moleküle in einem Volumen. Die Wahrscheinlichkeit eines Moleküls, sich nicht in Richtung der Moleküle B zu bewegen, ist dann w = 5/6. Wenn der Konzentrationsunterschied aufrechterhalten werden soll, dann müssten alle Moleküle diese Bewegungsrichtung meiden. Die Wahrscheinlichkeit hierfür ist allerdings bei einer Anzahl von n Molekülen (z.B. 1 Mol O2 = ˆ 6,023 ⋅ 1023 Moleküle): →∞ ⎯→ 0 . w = (5/6)n ⎯n⎯

Es tritt also aufgrund der regellosen Bewegung der Moleküle eine Diffusions stromdichte m Am in Richtung des Konzentrationsgradienten auf. Aus Kontinui tätsgründen muss der Diffusionsstromdichte m Am der Komponente A eine Diffu sionsstromdichte m Bm der Komponente B entgegengerichtet sein. Man spricht daher von einer zweiseitigen Diffusion. Stimmt die Zahl der sich pro Zeiteinheit in entgegengesetzten Richtungen bewegenden Moleküle überein, dann handelt es sich um eine äquimolare Diffusion. Im Allgemeinen ist die Diffusion jedoch nichtäquimolar. Reagieren beispielsweise Stoffe an einer katalytischen Oberfläche, so unterscheiden sich vielfach der antransportierte Edukt- und der abtransportierte Produktstrom. Ein Sonderfall der nichtäquimolaren Diffusion ist die einseitige Diffusion. Auf diese besonderen Formen der Diffusion wird im Folgenden eingegangen. Um möglichst einfache Gleichungen zu erhalten, wird nur die Diffusion in binären Gemischen behandelt. Äquimolare Diffusion Bei der äquimolaren Diffusion in Zweistoffgemischen existieren zwei Stoffströme mit entgegengesetzten Richtungen. Sie kann in festen und ruhenden fluiden Stoffen sowie in laminar strömenden Medien auftreten: Aus dem von Fick [Fick 1855] für den allgemeinen Fall der nichtäquimolaren Diffusion angegebenen Ansatz


7

folgt für den speziellen Fall der äquimolaren Diffusion unter Berücksichtigung einer konstanten Dichte ρ des Gemisches die Beziehung: m Am = − D AB

dρ A dy

(1.7)

Darin bedeuten ρA die Massenkonzentration oder Partialdichte der Komponente A, y die Ortskoordinate und DAB den molekularen Transportkoeffizienten des Stoffes, der Diffusionskoeffizient genannt wird. Der Index AB verdeutlicht, dass die Diffusion der Komponente A in einem aus den Spezies A und B bestehenden Zweistoffgemisch betrachtet wird. Dem Stoffstrom der Komponente A ist derjenige der Komponente B entgegengerichtet: m Bm = − D BA

dρ B dy

(1.8)

Mit DBA wird der Diffusionskoeffizient der Komponente B in dem aus den Komponenten A und B bestehenden Gemisch bezeichnet. Wird statt der Massenstromdichte die Molstromdichte betrachtet, so ergeben sich analog zu Gl. (1.7) und (1.8) folgende Zusammenhänge: n Am = − D AB

dc A dy

(1.9)

n Bm = − D BA

dc B dy

(1.10)

Bei äquimolarer Diffusion stimmen die Molstromdichten der Komponenten A und B überein: äqui äqui n Am = −n Bm

(1.11)

Das unterschiedliche Vorzeichen ergibt sich aus den entgegengesetzten Richtungen, in die beide Komponenten strömen. Für ideale Gase folgt hieraus, dass die Volumenströme der beiden diffundierenden Komponenten den gleichen Betrag haben und somit keine Volumenänderung des betrachteten Systems eintritt. Man spricht daher auch von einer volumenkonstanten Diffusion. Einseitige Diffusion Von einer einseitigen Diffusion spricht man, wenn dem Diffusionsstrom einer Komponente A kein Diffusionsstrom einer Komponente B entgegengerichtet ist. Bei der einseitigen Diffusion muss daher der Fall vorliegen, dass durch eine gedachte Kontrollfäche oder Wand nur die Komponente A, nicht aber die Kompo-

8


nente B hindurchtreten kann. Als Beispiel für eine solche semipermeable oder halbdurchlässige Wand sei die Oberfläche einer Flüssigkeit genannt. Durch die Flüssigkeitsoberfläche können nur die Moleküle der Flüssigkeit hindurchtreten und in den darüber befindlichen Gasraum gelangen. Dieser Vorgang setzt ein, wenn der Partialdruck von A an der Phasengrenzfläche Gas/Flüssigkeit pA* größer als im restlichen Gasraum ist. Die Flüssigkeit verdunstet dann. Oberhalb der Flüssigkeit bildet sich ein Gas/Dampf-Gemisch. Die Gasmoleküle können nicht durch die Phasengrenzfläche hindurchtreten und somit auch nicht in das Flüssigkeitsvolumen eindringen. Ein solches System ist in Abb. 1.3 dargestellt. In einem zylindrischen Gefäß verdunstet eine Flüssigkeit A in ein über die Gefäßöffnung strömendes Gemisch aus den Stoffen A und B mit den konstanten Partialdrücken pAh und pBh. Aufgrund des Konzentrationsgefälles von A existiert ein Konzentrationsgradient für die Komponente B, der zu einem molekularen Stoffstrom von B in Richtung Flüssigkeitsoberfläche führt. Da diese für B jedoch nicht durchlässig ist, wird aus Kontinuitätsgründen ein Verdrängungsstrom (StefanStrom) ausgelöst, durch den B wieder aus dem Gefäß transportiert wird. Durch diesen nach Stefan [Stefan 1871] benannten Strom wird anteilig auch der Stoff A zusätzlich zur reinen molekularen Diffusion transportiert. Wenn sich A und B wie ideale Gase verhalten, resultiert hieraus der Verdrängungsstrom: m v = m Av + m Bv = wv

pA pB ~ + wv ~ TR / M A TR / M B

p = pAH + pBH

p = pAH + p BH

Dampf A

Dampf A

Gas B

Gas B

y=H

(1.12)

pBH

pAH

mBv mAv mAm pB

pA

Kontrollfläche mBm y p*A y=0 Flüssigkeit A

p*A p

Abb. 1.3. Zur Berechnung der einseitigen Diffusion


9

Zur Berechnung der Verdrängungsgeschwindigkeit wv wird die Bedingung verwendet, derzufolge sich die entgegengerichteten Stoffstromdichten äqui m Bm und m Bv des Gases gerade aufheben: äqui eins = m Bm + m Bv = − m Bm

dp B pB D + wv ~ =0 ~ TR / M B dy TR / M B

(1.13)

Diese Gleichung besagt, dass die Stefansche Stoffstromdichte für die Komponente B durch die Wirkung des Stefan-Stromes gerade zum Verschwinden gebracht wird. Aus Gl. (1.13) erhält man die Geschwindigkeit zu: wv =

D dp B D dp A =− p B dy p B dy

(1.14)

Die Stoffstromdichte der Komponente A ist durch die Verdrängungsströmung verstärkt worden und setzt sich wie folgt zusammen: (1.15)

äqui m eins Am = m Am + m Av

Unter Berücksichtigung von Gl. (1.14) für die Verdrängungsgeschwindigkeit erhält man die für die einseitige Diffusion maßgebende Stoffstromdichte: äqui m eins Am = m Am + m Av = −

D p dp A ~ p − p A dy TR / M A

(1.16)

Durch Vergleich mit dem Fickschen Gesetz stellt man fest, dass die Stoffstromdichte bei der Stefan-Diffusion um den Druckfaktor p/(p - pA) größer ist als die Stoffstromdichte bei der Fickschen Diffusion. Bei stationärem Stofftransport gemäß Abb. 1.3 ergibt die Lösung der Gl. (1.16) für den Partialdruck der Komponente A: p − p A ( y) p − p ∗A

æ =ç ç è

p − p AH p−

ö ÷ ∗ ÷ pA ø

y/H

(1.17)

Bei der Lösung der Differentialgleichung wurden folgende Randbedingungen berücksichtigt: 1. RB: y = 0 pA = pA*(T) (Sättigungsdampfdruck der Flüssigkeit) 2. RB: y = H pA = pAH Die Vergrößerung des molekularen Stoffstroms wirkt sich indes nur dann aus, wenn der Partialdruck pA der diffundierenden Komponente nicht zu klein ist im Vergleich zum Gesamtdruck p. In vielen praktischen Fällen wird man auch bei einseitiger Diffusion die Stoffstromdichte mit dem für die äquimolare, zweiseitige Diffusion geltenden Fickschen Ansatz behandeln dürfen.

10


1.2 Konvektive Transportvorgänge Die in Abschn. 1.1 beschriebenen molekularen Transportströme haben ihre Ursache in der Brownschen Molekularbewegung. Diese kann in einem ruhenden Medium ebenso vorhanden sein wie in einem strömenden. Im letzteren tritt aber zusätzlich zum molekularen Transport ein Transport infolge der Strömung, das heißt der Ortsveränderung des Mediums, auf. Diesen die Ortsveränderung beschreibenden Transport nennt man Konvektion oder konvektiven Transport. Gegenüber dem konvektiven Transport ist der molekulare Energie-, Impuls- bzw. Stofftransport fast immer klein. Daher können molekulare Transportvorgänge in Strömungsrichtung nahezu immer vernachlässigt werden, während sie für den Transport quer zur Strömung, vor allem in den wandnahen Bereichen, maßgebend sind. 1.2.1 Konvektiver Impulstransport Die mathematische Beschreibung des konvektiven Impulstransports führt zum Geschwindigkeits- und Druckfeld, wodurch das Strömungsfeld eindeutig festgelegt ist und berechnet werden kann. Um zu einer quantitativen Beschreibung des konvektiven Transports zu gelangen, wird im Folgenden ein strömendes, inkompressibles, reibungsfreies Medium betrachtet. Ein einzelnes differentielles Volumenelement dV = A ⋅ ds einer Stromröhre nach Abb. 1.4 führt den differentiellen Anteil des Impulses dI = d(Mw) mit sich. Durch die für einen beliebig gewählten Bezugspunkt definierte Querschnittsfläche A des Krümmers soll der konvektive Impulsstrom Ι fließen:

Ι =

dΙ d ( Mw ) = dt dt

(1.18)

Durch Umformung der Gl. (1.18) unter Berücksichtigung von I = f (V, t) erhält man

1 w A dV ds

0

Abb. 1.4. Zur Erklärung des konvektiven Transports

1.2 Konvektive Transportvorgänge

Ι =

dΙ dΙ dV = dt dV dt

11

(1.19)

Der erste Ausdruck stellt die Impulsdichte dar: d ( M ⋅w) dΙ = = ρ ⋅w dV dV

(1.20)

Der zweite Ausdruck lässt sich unter Berücksichtigung der Kontinuitätsbedingung in folgender Weise umformen (dA/dt = 0) dV ds = A = Aw , dt dt

(1.21)

wenn ds nach Abb. 1.4 eine infinitesimale Weglänge in Strömungsrichtung bedeutet. Damit ergibt sich für den konvektiven Impulsstrom die allgemeine Definitionsgleichung:

Ι = ρAw 2

(1.22)

1.2.2 Konvektiver Energietransport Die Energie E eines strömenden Mediums umfasst die innere Energie U, die kinetische Energie Mw2/2 infolge der Strömung, sowie die potentielle Energie Mgz infolge der Schwerkraft, wenn das betreffende Teilchen die geodätische Höhe z aufweist. In vielen Fällen können die kinetische und die potentielle Energie gegenüber der inneren Energie vernachlässigt werden, so dass die Energie des strömenden Mediums gleich dem Produkt aus Masse und massenspezifischer innerer Energie u ist. Analog zum konvektiven Impulstransport ergibt sich dann für den Energiestrom: Q = ρ u A w .

(1.23)

Die innere Energie besteht aus vier Arten. Die für die weiteren Betrachtungen bedeutsamste Form ist die kinetische Energie der Atome ("Wärmeenergie"), deren Maß die Temperatur ist. Abstandsänderungen zwischen Molekülen führen je nach Richtung zu einer Erhöhung oder Erniedrigung der potentiellen Energie eines jeden Molekülpaares (van-der-Waals-Energie). Ein dritter Beitrag zur inneren Energie ist die chemische Bindungsenergie der Moleküle (Reaktionsenergie). Schließlich führt auch die Spaltung schwerer Atomkerne oder die Fusion leichter Kerne zur Freisetzung von Energie (Kernenergie). Für die Bilanzierung der Energie können neben der inneren Energie u formal auch noch andere Größen herangezogen werden, wie z.B. die Enthalpie h = u + pv oder die fühlbare isochore bzw. isobare Wärme in der Form cvT bzw. cpT. Für inkompressible Medien berechnet sich der konvektive Wärmestrom nach:

12


Q = ρ c p T A w .

(1.24)

Unter einem konvektiven Wärmestrom versteht man die von einem Massenstrom mitgeführte thermische Energie. 1.2.3 Konvektiver Stofftransport Der konvektiv transportierte Stoffstrom kann entweder auf Basis der Masse oder der Stoffmenge beschrieben werden. Es gilt: M = ρ A ⋅ w bzw. N = c ⋅ A ⋅ w

(1.25)

1.2.4 Konvektiver Energie- und Stoffübergang Die in diesem Abschnitt zu behandelnden Grundgleichungen für den konvektiven Energie- und Stoffübergang stimmen in formaler Hinsicht überein. Dies ist zugleich ein Hinweis darauf, dass Energie- und Stofftransport in sehr vielen Fällen als analoge Prozesse anzusehen sind. Konvektiver Energie- und Stoffübergang tritt auf, wenn Energie bzw. Stoff nicht allein durch molekularen Austausch transportiert wird, sondern auch durch eine makroskopische Bewegung des Fluids, also durch Konvektion. Liegt ein Temperatur- bzw. Konzentrationsunterschied zwischen Wand und Fluid vor, so findet ein Austausch zwischen Wand und Fluid statt, wie in Abb. 1.5 schematisch dargestellt. Unmittelbar an der Wand kann der Transport aufgrund der Wandhaftung des Fluids nur durch molekularen Transport erfolgen. Der treibende Temperatur- bzw. Konzentrationsgradient wird hierbei allerdings i.a. durch den konvektiven Transport bestimmt. Zur Berechnung des beim konvektiven Wärmeübergang auftretenden Energiestromes Q hat Newton [Newton 1701] das folgende Abkühlungsgesetz vorgeschlagen: Q ≡ α A ΔT

(1.26)

Hierin bedeuten A die Grenzfläche zwischen den beiden Phasen, ΔT eine das Temperaturgefälle zwischen der Grenzfläche und der energieaufnehmenden Phase bezeichnende Differenz und α den Wärmeübergangskoeffizienten. Bei der praktischen Anwendung von Gl. (1.26) ist sehr sorgfältig auf die Definition der Temperaturdifferenz ΔT zu achten. Die Definition kann von Problem zu Problem wechseln. Die Gl. (1.26) darf daher nur als Definitionsgleichung für den Wärmeübergangskoeffizienten in Verbindung mit der jeweiligen Temperaturdifferenz angesehen werden.


wf

ρf

T

ΔT y

Δρ

y

y

ρfw

Tw 0

13

0

0 Q

M

Abb. 1.5. Geschwindigkeits-, Temperatur- und Konzentrationsverläufe bei der konvektiven Wärme- und Stoffübertragung an einer Wand

Das dem Newtonschen Abkühlungsgesetz analoge Gesetz für den konvektiven Stoffübergang lautet: ~ M A ≡ β A Δρ A = β A M Δc A = β A

1 ~ Δp A . TR / M A

(1.27)

Mit M A wird der Stoffstrom der Komponente A in Form des Massenstromes

bezeichnet. Das für den Stoffstrom maßgebende Gefälle ist angegeben als Differenz ΔρA der Partialdichte der Komponente A, als Differenz ΔcA der molaren ~ Konzentration und als Differenz ΔpA = (R/ M A ) T ΔρA der Partialdrücke für ideale Gase. Verändert man das Maß für das Konzentrationsgefälle, dann wird bei der Definition gemäß Gl. (1.27) die Einheit des Stoffübergangskoeffizienten nicht verändert. Wie beim Wärmeübergang muss auch bei Stoffübergangsbeziehungen die Definition der Konzentrationsdifferenz genau berücksichtigt werden, da für verschiedene Anwendungen differierende Definitionen eingesetzt werden. Die konvektiven Transportkoeffizienten α und β sind nichts anderes als für viele ingenieurtechnische Problemstellungen sehr zweckmäßige Rechengrößen. Ihre Definitionsgleichungen können daher auch keinen Hinweis auf eine physikalische Bedeutung geben. Die Problematik der unterschiedlichen Temperatur- bzw. Konzentrationsdifferenzen soll an einem Beispiel erläutert werden: Es wird der Stoffübergang von der Innenwand eines Rohres an ein in x-Richtung strömendes Fluid betrachtet (s. Abb. 1.6), das mit der Konzentration cA ein in das Rohr einströmt. Die Konzentration an der Rohrwand beträgt stets cAw. Mit zunehmender Lauflänge x steigen die

14


Konzentrationen an A im Fluid cA(x) als Folge des Stoffübergangs an. Aus diesem Grund ändert sich die an der Stelle x über dem Rohrquerschnitt gemittelte Konzentration c A (x ) mit der Lauflänge. In diesem Fall ist von der Stoffübertragung an einer differentiellen Wandfläche dA = π ⋅ d ⋅ dx auszugehen: V d cA ( x ) = β ( x) (c Aw − c A ( x )) . π d dx

(1.28)

der Volumenstrom und die Größe c ( x ) die mittlere KonzentraHierin ist V A tion bei der Lauflänge x. Wird Gl. (1.28) integriert und hat sich nach der Lauflänge x = L die Kernkonzentration von cAein auf den Wert c Aaus geändert, erhält man:

− ln

æ c Aw ç çc è Aw

− c Aaus ö πdL ÷= β . − c Aein ÷ø V

(1.29)

Die über die gesamte Rohroberfläche π d L gemittelte Stoffstromdichte n Aw beträgt: n Aw =

c Aein

V ( c Aaus − c Aein ) . πdL

cA

cA

cAw

mittl. Konzentr. cA

n (x1)

(1.30)

cA

cAw n (x2)

c Aw n (x3)

cAw

c Aein 0

Lauflänge x

L

Abb. 1.6. Qualitative Konzentrationsprofile und treibende Konzentrationsdifferenzen in einer Rohrströmung als Funktion der Lauflänge


15

Diese Stromdichte wird nun gleich dem Produkt aus dem Stoffübergangskoeffizienten β und einem zu bestimmenden Konzentrationsgefälle ΔcA,ln gesetzt: n Aw = βΔc A,ln .

(1.31)

Ein Vergleich der Gln. (1.29) sowie (1.30) und (1.31) liefert:

Δc A ,ln =

c Aaus − c Aein . ln [(c Aw − c Aein ) / (c Aw − c Aaus )]

(1.32)

Bei konstanter Wandkonzentration cAw ist somit der logarithmische Mittelwert der Konzentrationsdifferenz zu verwenden. Ist die Konzentrationsdifferenz c Aus − c Aein verhältnismäßig klein, dann lässt sich der logarithmische Konzentrationsverlauf durch eine Gerade annähern. In diesem Fall ist es sinnvoll, einen arithmetischen Mittelwert zu verwenden:

Δc A ,ar =

1 [(c Aw − c Aaus ) + (c Aw − c Aein )] 2

(1.33)

Ändert sich die Wandkonzentration mit der Lauflänge x und herrscht am Anfang des Rohres die größte Konzentrationsdifferenz ΔcAein und am Ende die kleinste Konzentrationsdifferenz ΔcAaus, so berechnet sich die mittlere logarithmische Konzentrationsdifferenz zu:

Δc A ,ln =

Δc Aein − Δc Aaus . ln (Δc Aein / Δc Aaus )

(1.34)

In der obigen Ableitung wurde β als von der Lauflänge unabhängig angesehen. Tatsächlich ändert sich jedoch der Stoffübergangskoeffizient in vielen Fällen mit der Lauflänge x. Dann muss man zwischen dem örtlichen Stoffübergangskoeffizienten β(x) und dem mittleren Koeffizienten β unterscheiden. Der örtliche Stoffübergangskoeffizient β(x) ist durch die Gleichung

β ( x) = −

D AB (∂ c A / ∂ r)r = R [c Aw − c A ( x )]

(1.35)

gegeben. Der in das Fluid übergehende Stofffluss β [c Aw − c A ( x)] ist gleich dem unmittelbar von der Wand in das Fluid diffundierenden Molenstrom, der durch rein molekularen Transport hervorgerufen wird. Möchte man nun den gesamten übergehenden Stoffstrom N Aw berechnen, ist über die Fläche A zu integrieren: A

A

N Aw = ò n Aw dA = ò [c Aw − c A ( x )] β ( x) dA = β A Δc A,ln . 0

0

Der mittlere Stoffübergangskoeffizient β beträgt dann:

(1.36)

16


β=

1

Δc A ,ln A

A

ò

[− D AB (∂ c A / ∂ r)r = R ] dA.

(1.37)

0

Die im Folgenden und auch in der Literatur mitgeteilten Werte sind im Allgemeinen mittlere Stoffübergangskoeffizienten. Wenn die Stoffstromdichte und die Konzentrationsdifferenz überall an der Phasengrenzfläche gleich sind, ist β(x) = β. Die anhand der Stoffübertragung aufgezeigten Schwierigkeiten bei der Verwendung einer treibenden Konzentrationsdifferenz existieren völlig analog beim Wärmeübergang. Die für den Stoffübergangskoeffizienten und die Konzentrationsdifferenz abgeleiteten Zusammenhänge gelten demzufolge in entsprechender Weise auch für den Wärmeübergang.

1.3 Turbulente Transportvorgänge Mit den bisher angeführten Transportbeziehungen lassen sich die molekularen und konvektiven Transporteffekte in ruhenden bzw. laminar strömenden Systemen beschreiben. Finden Transportvorgänge jedoch in einem turbulent strömenden System statt, so tritt zu den beiden erwähnten Transporteffekten noch ein turbulenter Transporteffekt hinzu. Dieser erfolgt auf Grund unregelmäßiger, der mittleren Strömungsgeschwindigkeit des Mediums w überlagerter Schwankungsbewegungen. Im Gegensatz zum molekularen Transport, bei welchem der Transport einer Austauschgröße (Energie, Impuls, Masse) durch die Molekülbewegung erfolgt, stellt man sich beim turbulenten Transport den Austausch infolge ständig neu sich bildender und wieder zerfallender Wirbel, sogenannter Turbulenzballen, von unterschiedlicher Größe vor. Die maximalen Abmessungen werden dabei allein durch die räumliche Ausdehnung des strömenden Systems bestimmt. Je geringer die räumliche Ausdehnung des Strömungsfeldes ist, desto kleiner sind auch die Turbulenzballen und umgekehrt. Die minimale Wirbelgröße bewegt sich vielfach in einer Größenordnung von 102 bis 103 μm und ist demzufolge um ein Vielfaches größer als die mittlere freie Weglänge der Moleküle. Aus diesem Grund kann die Turbulenz prinzipiell als spezielle Form der konvektiven Strömung betrachtet und mathematisch behandelt werden. Die Bewegung der Turbulenzballen ist mit zeitlichen Schwankungen der örtlichen Geschwindigkeiten verbunden. Um sich hiervon eine einfache Vorstellung machen zu können, denkt man sich den zeitlich nach Richtung und Größe schnell ändernden Geschwindigkeitsvektor als in zwei Anteile zerlegbar. Der eine ist der H zeitlich unveränderliche Vektor der mittleren Geschwindigkeit w und der andere H der zeitlich veränderliche Vektor der Schwankungsgeschwindigkeit w ' , der in Richtung der Raumkoordinaten x, y und z die Komponenten wx', wy' und wz' besitzt. In Abb. 1.7 sind als Beispiel die zeitlich unveränderliche Geschwindigkeit w mit der überlagerten Schwankungsgeschwindigkeit wy' sowie deren zeitliche

1.3 Turbulente Transportvorgänge

17

Änderung dargestellt. Für einen genügend großen Zeitabschnitt ist der Mittelwert wy' der Schwankungsgeschwindigkeit stets null. Durch den turbulenten Transport werden Ortswechsel diskreter Volumenelemente des Fluids erzwungen. Die Turbulenzballen legen dabei relativ große Distanzen zurück. Der Ausgleich von Unterschieden in der Verteilung des Impulses, der Energie und einer bestimmten Stoffkomponente innerhalb eines Strömungsfeldes kann auf Grund des turbulenten Transportes allerdings nur grob sein. (Die turbulenten Wirbel oder Turbulenzballen weisen gegenüber den Molekülabmessungen immer noch um mehrere Zehnerpotenzen größere Ausdehnungen auf.) Der feinere Ausgleich erfolgt durch den gleichzeitig stattfindenden molekularen Transport. Der turbulente Transport verstärkt also den molekularen, indem er vor allem für eine größere Beweglichkeit der Molekülgruppen sorgt. Zur quantitativen Erfassung des turbulenten Transports werden gemäß eines Ansatzes von Boussinesq [Boussinesq 1877] sogenannte turbulente Austauschkoeffizienten νt, at und Dt eingesetzt. Diese werden in Anlehnung an die betreffende Beziehung für den molekularen Transportstrom formuliert. dw dy

Impuls

τ t ≡ ρν t

Energie

q t ≡ − ρ c p at

(1.38a)

dT dy

(1.38b)

+ wy w - wx

+ wx

- wy

w w=w+w w

0 t

Abb. 1.7. Zur Erläuterung der turbulenten Schwankungsbewegung

18


Stoff

m t ≡ − Dt

dρ dy

(1.38c)

Im Gegensatz zu den molekularen sind die turbulenten Transportkoeffizienten keine Stoffwerte sondern Systemgrößen und damit abhängig vom Strömungszustand. νt wird auch als Wirbelviskosität bezeichnet. Bei vielen Problemen des Impuls-, Energie- und Stofftransports ist nun bedeutsam, wie das Verhältnis von kinematischer Viskosität ν und turbulenter Viskosität νt ist und wie es sich (z.B. beim durchströmten Rohr oder bei der überströmten Platte) mit dem Wandabstand ändert. Entsprechende Betrachtungen führen zu dem Schluss, dass in Wandnähe die kinematische Viskosität gegenüber νt dominiert. In einem großen Wandabstand ist es gerade umgekehrt. Hier überwiegt der turbulente Austauschkoeffizient. Es ist daher für turbulente Strömungen naheliegend, eine Unterteilung in eine wandnahe laminare Unter- oder Grenzschicht (νt > ν) vorzunehmen (s. Kap. 4).

1.4 Umwandlungsvorgänge 1.4.1 Stoffumwandlung Stoffumwandlungen sind eine Folge chemischer oder biologischer Vorgänge. (Nukleare Zerfallsreaktionen, die ebenfalls zu Stoffwandlungen führen, werden hier nicht betrachtet.) Die weiteren Betrachtungen werden anhand chemischer Reaktionen durchgeführt, gelten jedoch analog auch für biologische Stoffumsetzungen, die lediglich durch einen etwas anderen kinetischen Ansatz beschrieben werden. Ausgangspunkt für die Stoffumwandlung ist eine chemische Reaktion. Diese möge beispielsweise folgende Reaktionsgleichung besitzen:

ν A A +ν B B → ν C C +ν D D

(1.39)

νi sind die stöchiometrischen Koeffizienten. Für die mathematische Behandlung dieser Reaktionsgleichungen gilt per Definition: νi > 0 für Produkte, νi < 0 für Edukte. Da die umgesetzten und die gebildeten Mengen der verschiedenen Komponenten durch Gl. (1.39) verknüpft sind, gilt für die volumenbezogene Reaktionsstromdichte rA , die vielfach auch als Reaktionsgeschwindigkeit bezeichnet wird, folgender Zusammenhang: r ≡

1 dN i V Rν i dt

(1.40)

Bleibt das Volumen VR während der Reaktion konstant, dann kann die Reaktionsgeschwindigkeit als Änderung der Konzentration ausgedrückt werden:

1.4 Umwandlungsvorgänge

r =

1 dci ν i dt

, ri =

dci dt

19

(1.41)

Für die Konzentrationsänderung gilt: 1 dc A 1 dc B 1 dcC 1 dc D = = = ν A dt ν B dt ν C dt ν D dt

(1.42)

Für viele einfache und komplexe Reaktionen gilt ein empirischer Zusammenhang der Form: r = k ∏ c i ni

(1.43)

i

Eine solche Gleichung bezeichnet man als formalkinetischen Geschwindigkeitsansatz. Die Exponenten ni stellen die individuelle Ordnung (Teilordnung) bezüglich der entsprechenden Reaktionskomponente dar. Die Summe aller im Geschwindigkeitsausdruck auftretenden Exponenten, also Σni, wird als Gesamtordnung n, häufig schlechthin als Ordnung einer Reaktion bezeichnet. Für das Vorzeichen gilt, dass der Verbrauch eines Edukts zu einer negativen Reaktionsgeschwindigkeit führt. Der Proportionalitätsfaktor k ist die Geschwindigkeitskonstante oder der Geschwindigkeitskoeffizient der Reaktion. Seine Dimension ist [Konzentration]1-n ⋅ [Zeit]-1, wobei n die Gesamtordnung der Reaktion bedeutet. Die Änderung der Reaktionsgeschwindigkeit mit der Temperatur kann bei vielen Reaktionen durch die von Arrhenius aufgestellte Beziehung k = k 0 e − E / RT

(1.44)

wiedergegeben werden. E ist die Arrheniussche oder scheinbare Aktivierungsenergie, k0 der Häufigkeitsfaktor (Aktionskonstante, Frequenzfaktor). Chemische Umsetzungen, die innerhalb des Volumens einer Phase ablaufen, nennt man homogene Reaktionen. Bei heterogenen Reaktionen beschränkt sich der Reaktionsort dagegen auf die Phasengrenzfläche. Technisch ist von den heterogenen Reaktionen diejenige besonders bedeutsam, bei der eine der beteiligten Phasen ein Feststoff ist, der lediglich als Reaktionsmittler auftritt und selber nicht durch die Reaktion verändert wird. Derartige Reaktionen werden heterogen katalysierte Reaktionen genannt. 1.4.2 Energieumwandlung Zur Energieumwandlung existiert eine Reihe unterschiedlicher Vorgänge, so z.B. -

Umwandlung von Verdrängungsarbeit infolge eines Druckfeldes in innere Energie bzw. "Wärmeenergie", Umwandlung von kinetischer Energie in innere Energie durch Reibung,

20 -


Umwandlung von chemischer Bindungsenergie in "Wärmeenergie" infolge einer chemischen Reaktion.

An dieser Stelle wird speziell auf den letzten Punkt eingegangen, da er im Allgemeinen der bedeutsamste ist. Bei chemischen Reaktionen tritt eine - oft recht beträchtliche - Wärmetönung auf; sie entspricht der Differenz zwischen den Bindungsenergien der Reaktionsprodukte und denen der Reaktionspartner. Von praktischem Interesse ist in erster Linie die Wärmetönung bei konstantem Druck, deren negativer Wert als Reaktionsenthalpie (ΔhR) bezeichnet wird. Die Reaktionsenthalpie einer exothermen Reaktion ist negativ, die einer endothermen Reaktion positiv. Damit ergibt sich für den aus der Reaktionsenthalpie resultierenden Wärmestrom in einem Volumen VR: Q R = −rΔhR V R

(1.45)

Dieser Wärmestrom führt bei konstantem Druck zu einer Enthalpieänderung, die in einphasigen Systemen eine Temperaturänderung bedeutet. 1.4.3 Impulsänderung Impulsänderungen resultieren aus äußeren Kräften. So beispielsweise durch ein Druckfeld oder auch durch Gravitationskräfte.

1.5 Bilanzgleichungen Die Basis zur Erstellung von Stoff-, Energie- (Wärme-) und Impulsbilanzen stellen die Erhaltungssätze für Masse, Energie und Impuls dar. Hierbei unterscheidet man differentielle und integrale Bilanzgleichungen. Differentielle Bilanzgleichungen werden erstellt, wenn es gilt, einen Vorgang in einem differentiellen Volumenelement eines Apparates oder an der Grenzfläche zweier Phasen zu untersuchen. Dazu ist es notwendig, die entsprechenden Differentialgleichungen sowie die dazugehörigen Randbedingungen aufzustellen und diese zu integrieren. Differentielle Bilanzgleichungen werden unter anderem zur Berechnung der Geschwindigkeits-, Konzentrations- und Temperaturprofile in einem System bzw. an dessen Grenzflächen verwendet. Integrale Bilanzgleichungen dienen zur Ermittlung der in ein System ein- bzw. austretenden Ströme. Als System kann ein Apparat, eine Verfahrensstufe oder ein ganzes Verfahren betrachtet werden. Es interessieren in diesem Falle nicht die Vorgänge im Innern eines Apparates, sondern das betreffende System als Ganzes. Unter System wird der Bilanzbereich verstanden, meist der dreidimensionale Raum vom Volumen V. Technisch ist es eine Anlage (Apparat, Rohr, etc.) oder ein Teilbereich (z.B. Katalysator, Tropfen). Die Grenze des Systems (Bilanzgrenze) ist eine konkrete Wand bzw. Oberfläche oder eine gedachte Grenze, die bei ei-

1.5 Bilanzgleichungen

21

nem geometrisch dreidimensionalen System dann als eine Fläche gegeben ist, die das System vollständig einschließt. Das betrachtete System steht i.A. mit der Umgebung (als Rest des Gesamtsystems) in stofflicher, energetischer sowie kräftemäßiger Wechselwirkung. Man unterscheidet Systeme in folgende Gruppen: -

abgeschlossenes System: die Transportströme sind null. geschlossene Systeme: alle Stofftransportströme sind null, Energieströme können auftreten. offene Systeme: Stoff- und Energieströme treten über die Systemgrenzen.

Die allgemeine Bilanzgleichung der einzelnen Austauschgrößen lässt sich im Fall eines offenen Systems in nachstehender Weise formulieren, wobei unter einer Menge hierbei die Menge der betreffenden Austauschgröße verstanden wird. Austauschgrößen sind Energie, Impuls, Stoffmenge: éÄnderung der ê im System ê êgespeicherten ê êëMengen

S

ù ú ú ú ú úû

+

éSumme der ù ê aus dem System úú ê êaustretenden ú ê ú Mengen ë û A

−

éSumme der ù ê in das Systemúú ê êeint retenden ú ê ú ëMengen û

Z

=

éSumme der ê im System ê êgewandelten ê ëMengen

ù ú ú ú ú û

(1.46)

W

Bei einem geschlossenen System entfällt der zweite und dritte Term. 1.5.1 Differentielle Bilanzgleichungen Die Anwendung des allgemeinen Erhaltungssatzes nach Gl. (1.46) auf ein differentielles, ortsfestes Volumenelement führt mit der Masse, der Energie und dem Impuls als spezielle Austauschgrößen auf ein System von Differentialgleichungen, bestehend aus Stoff-, Energie- und Impulsbilanzen. Diese erfassen zusammen mit den betreffenden Rand-, Anfangs- und Nebenbedingungen vollständig das zeitund ortsabhängige Verhalten der Geschwindigkeits-, Temperatur- und Konzentrationsfelder innerhalb des betreffenden Systems. Für jedes System ist die Zahl der Stoffbilanzen gleich jener der Einzelkomponenten k im System. Mit der Energieund Impulsbilanz als zusätzlichen Beziehungen ergeben sich damit für ein System insgesamt (k + 2) unabhängige Bilanzgleichungen. Eine Zielsetzung der Anwendung von differentiellen Bilanzen, die tatsächliche Berechnung von Feldern, ist bis auf wenige Ausnahmefälle analytisch nicht möglich. Für die Lösung muss auf numerische Rechenverfahren zurückgegriffen werden. Derartige Aufgaben können mit sogenannten Computational Fluid Dynamics (CFD) Programmen bearbeitet werden, die mit geeigneten Lösungsalgorithmen ausgestattet sind. Die entsprechende Software wurde in den letzten Jahren intensiv weiterentwickelt. Heute liegt eine Reihe kommerzieller Programme vor, die Lösungen sogar auf dem PC ermöglichen. Zur weiteren Vertiefung in dieses Arbeitsfeld sei hier auf die einführende Literatur verwiesen (z.B. [Patankar 1980; Versteegt u. Malalasekera 1995]). Doch auch ohne Lösung der Bilanzgleichungen eröffnet die Herleitung der Bilanzen zumindest einen vertieften Einblick in den

22


Prozess, der ein grundsätzliches Verständnis der ablaufenden Vorgänge voraussetzt. Differentielle Massenbilanz Der Stofferhaltungssatz oder die Massenbilanz einer Komponente oder eines chemisch einheitlichen Stoffes lässt sich anschaulich herleiten, wenn in einem kartesischen Koordinatennetz ein quaderförmiges Volumenelement ΔV = ΔxΔyΔz betrachtet wird, wie in Abb. 1.8. Für dieses Element werden die einzelnen Summanden gemäß Gl. (1.46) zusammengestellt. Die Speicherung der Komponente i im Volumenelement pro Zeit beträgt (wenn S die Dimension Masse pro Zeit hat): S =

(

)

∂ M i ∂ ρ i Δx Δy Δz ∂ρ = = Δx Δy Δz i . ∂t ∂t ∂t

(1.47)

ist die Differenz aus Zustrom und Abstrom und damit Die Differenz Z − A gleich dem Nettostrom, der von der Richtung abhängt. In x-Richtung ergibt sich:

Z x − A x = m ix

x Δy

Δz − m ix

x + Δx Δy

Δz.

(1.48)

y + Δy

Δx Δz.

(1.49)

z + Δz

Δx Δy.

(1.50)

Entsprechend erhält man in y-Richtung Z y − A y = m iy

y

Δx Δz − m iy

und in z-Richtung: Z z − A z = m iz

z Δx

Δy − m iz

mAz + Δz mA y + Δy

mAi = ρA wi - ( DA + Dt ) i = x, y, z

z + Δz z

mA x

mA x + Δx

y

y + Δy

x mA y

z

y x + Δx

x m Az

Abb. 1.8. Volumenelement für die allgemeine Stoffbilanz


23

, welcher durch eine chemische oder biologische Der Umwandlungsstrom W Reaktion mit der Reaktionsgeschwindigkeit ri (Dimension kmol/m³s) verursacht wird, beträgt: ~ W = M i ri Δx Δy Δz. (1.51)

Setzt man die einzelnen Terme in Gl. (1.46) ein, erhält man: ∂ρi m ix + ∂t

x + Δx

− m ix

x

Δx

+

m iy

y + Δy

− m iy

y

Δy

+

m iz

z + Δz

− m iz

z

Δz

~ − M i ri = 0.

(1.52)

Beim Grenzübergang Δx oder Δy oder Δz → 0 oder allgemein mit der Achsenkoordinate j, ergibt sich nach dem Taylorschen Satz m ij lim Δj →0

j +Δ j

−m ij

j

Δj

=

∂m ij ∂j

Δj

(1.53)

Dann ändert sich Gl. (1.52) in

∂ρ i ∂m ix ∂m iy ∂m iz ~ + + + − M i ri = 0. ∂t ∂x ∂y ∂z

(1.54)

In Vektorschreibweise lautet diese Beziehung H ∂ρ i ~ + ∇m i − M i ri = 0. ∂t

(1.55)

Gl. (1.54) bzw. Gl. (1.55) stellt die Stofferhaltungs- oder Kontinuitätsgleichung der Komponente i dar. Für den gesamten Stromstrom gilt die allgemeine Kontinuitätsgleichung: H ∂ρ + ∇m = 0 ∂t

(1.55a)

Für ein inkompressibles Fluid, das nur aus einem Stoff besteht, folgt hieraus: H

∇w =

∂w x ∂w y ∂w z + + =0 ∂x ∂y ∂z

(1.55b)

der Komponente i ist die Summe aller Ströme einAls Massenstromdichte m i zusetzen, welche auftreten und bedeutsam sind. Hierzu zählen die durch molekularen, konvektiven und turbulenten Transport hervorgerufenen Massenströme. (Die durch Druck- und Thermodiffusion sowie aufgrund von äußeren Kräften entstehenden Massenströme bleiben hier unberücksichtigt.) Wenn für den diffusiven Term der Fall äquimolarer Diffusion oder einer Diffusion bei sehr niedriger Partialdichte ρi angenommen wird, nimmt die differentielle Stoffbilanz nachstehende Form an:

24


∂ρi ∂ é ∂ρ ù ∂ é ∂ρ ù + ê ρi wx − (Di + Dt ) i ú + ê ρi wy − (Di + Dt ) i ú ∂ t ∂ xë ∂ x û ∂ yë ∂yû

(1.56a)

∂ é ∂ρ ù ~ + ê ρi wz − (Di + Dt ) i ú − M i ri = 0 ∂ zë ∂zû bzw. in vektorieller Schreibweise:

∂ρ i H ~ + ∇[ρ i w − (Di + Dt )∇ρ i ] − M i ri = 0 ∂t

(1.56b)

Bei turbulentem Transport verstehen sich die ρi ebenso wie wx, wy und wz als Mittelwerte. Bei der Integration dieser Differentialgleichungen ergeben sich Integrationskonstanten, welche durch Anfangs- und Randbedingungen zu bestimmen sind. Im Folgenden sollen kurz einige wesentliche Bedingungen diskutiert werden. Anfangsbedingung Bei instationären Vorgängen ist das Konzentrationsprofil zu Beginn der Stoffübertragung bekannt. Im einfachsten Fall liegt in dem Bilanzraum überall dieselbe Konzentration cA (t=0) vor. Randbedingungen Phasengrenzflächenkonzentration (s. Abb. 1.9): In einer Vielzahl technischer Anwendungen wird Stoff von einer Phasengrenze in ein Fluid oder von einem Fluid an eine Phasengrenze übertragen. Die Phasengrenze kann starr oder fluid 1. Starre Phasengrenzflächen

c A∞

gasf./flüssig

fest

fest

flüssig

cAw

n

n

c A∞

cAw abh. vom Verhältnis Reaktions-/Diffusionsgeschw.

Gleichgewichtskonz.

über Adsorptionsisotherme

a) Lösungsvorgang

cA ∞

gasf./flüssig

fest

n

cAw = cA Sättigung

b) Adsorption

c) Fester Katalysator

2. Bewegliche Phasengrenzflächen

gasf. c*A Gleichgewichtskonz. z. B. Henry-Gesetz

d) Absorption

flüssig II c*A Gleichgewichtskonz. z. B. Nernst-Gesetz

e) Extraktion

c*A

c A∞

Sättigungsdampfdruck über der Flüssigkeit

flüssig

n

cA ∞

flüssig I

flüssig

n

gasf.

cA ∞

n f) Verdunstung

Abb. 1.9. Phasengrenzflächenkonzentrationen für unterschiedliche Grundoperationen


25

sein. Beispiele für starre Phasengrenzen sind Feststoffe, welche sich in einer Flüssigkeit auflösen; an der Feststoffoberfläche herrscht die Sättigungskonzentration cAw (a). Bei der Adsorption wird Stoff aus einer fluiden Phase an ein festes Adsorbens (mit einer großen inneren Oberfläche) angelagert (b). Die zugehörige Gleichgewichtskonzentration ergibt sich aus der Adsorptionsisotherme. Bei der heterogenen Katalyse wandern die Reaktanden zur Feststoffoberfläche (c). Die Phasengrenzflächenkonzentration ergibt sich aus der Identität von Stofftransportstrom und Reaktionsstrom. Dagegen geht Stoff bei der Desorption, beim Trocknen und beim Abtransport der Produkte einer chemischen fest/fluid-Reaktion von der festen Phase in die fluide Umgebung über. Bei der Absorption geht Stoff aus einem Gas in eine Flüssigkeit (d) und bei der flüssig/flüssig-Extraktion ein Stoff aus einer flüssigen Phase in eine andere flüssige Phase (e) über. In beiden Fällen besteht zwischen dem Molenbruch y*A in der einen (Gas- oder Raffinatphase) und dem Molenbruch xA der anderen flüssigen Phase bei kleinen Konzentrationen der Gleichgewichtszusammenhang: y *A = m x A , m = const.

(1.57)

(Henrysches bzw. Nernstsches Gesetz, y*A ist hierbei die zur Konzentration xA gehörige Gleichgewichtskonzentration.) Ist in solchen Fällen eine Grenzflächenkonzentration (y*A oder xA) bekannt, folgt die andere aus dem Phasengleichgewicht. Bei der Verdunstung einer Flüssigkeit in ein Gas (f) tritt als Phasengrenzflächenkonzentration der Sättigungsdampfdruck der betrachteten Komponente auf. Zusammenfassend lässt sich sagen, dass bei vielen praktischen Stoffübergangsproblemen die Phasengrenzflächenkonzentration cA0 und damit die Bedingung am Rand des Konzentrationsfeldes bekannt ist. Dieser Typ der Randbedingung entspricht dem der Anfangsbedingung. Definierter Stoffstrom: In einigen Fällen liegt der über die Bilanzgrenze transportierte Stoffstrom aufgrund äußerer Bedingungen fest. Häufigstes Beispiel ist die stoffdichte Wand, für die gilt: dc A dx

=0

(1.58)

Rand

Stofftransport mit heterogener chemischer Reaktion: Bei heterogenen chemischen Reaktionen, welche an einer festen Phasengrenzfläche ablaufen, ist die Molenstromdichte an der Grenzfläche gleich der flächenbezogenen Reaktionsstromdichte. Die entsprechende mathematisch formulierte Randbedingung lautet beispielsweise: − D AB

dc A dx

= k nw ⋅ c nA Rand

(1.59)

Rand

Handelt es sich um „sehr schnelle“ Reaktionen, kann im Grenzfall die Phasengrenzflächenkonzentration cAw zu null werden cAw = 0. Das ortsfeste, formstabile Bilanzgebiet nach Abb. 1.8 stellt nur eine unter vielen Möglichkeiten eines infinitesimalen Gebietes dar, das analytischen Ansätzen zugrunde gelegt werden kann.

26


In der Strömungslehre und der Aerodynamik betrachtet man oft auch Bilanzgebiete, die sich, von einer massedichten Hülle umschlossen, mit der Strömung bewegen. Es ist üblich, die sich auf ein im Raum festes Gebiet beziehenden, zeitlichen Änderungen mit ∂.../∂t zu bezeichnen. Man spricht dann von lokalen Ableitungen. Demgegenüber beziehen sich substanzielle Ableitungen D.../Dt auf ein mit dem Fluid bewegtes System. Differentielle Energiebilanz Die Herleitung der differentiellen Energiebilanz erfolgt völlig analog zur Stoffbilanz. Die zu bilanzierende Gesamtenergie E eines strömenden Mediums setzt sich i.a. aus der spezifischen inneren Energie u, der kinetischen Energie und der potentiellen Energie zusammen. Da vielfach die kinetische und die potentielle Energie gegenüber der inneren Energie vernachlässigt werden können, ergibt sich als Bilanzgröße: E = U = Mu bzw. e =

E V

(1.60)

Die an dem in Abb. 1.9 dargestellten Volumenelement durchgeführte Energiebilanz führt analog zu Gl. (1.54) zu dem Ergebnis:

∂ ( ρu ) ∂ ∂ ∂ + e x + e y + e z − ∂t ∂x ∂y ∂z

åq

Wandlung

=0

(1.61)

Stellt die innere Energie die Bilanzgröße dar, so wird eine mögliche Reaktionswärme durch die Größe u mit erfasst und muss nicht im Umwandlungsterm berücksichtigt werden. Als Umwandlungseffekte können auftreten: - Umwandlung von Verdrängungsarbeit infolge eines Druckfeldes und - Umwandlung von kinetischer Energie in Reibungswärme. Beide Effekte sollen im Weiteren vernachlässigt werden, d.h. Druckänderungen werden ebenso wie Schubspannungen nicht betrachtet. Die innere Energie kann durch die Enthalpie h ersetzt werden, über die Zusammenhänge h = u + p/ρ

(1.62)

∂ ( ρu ) ∂ ( ρh ) = ∂t ∂t

(1.63)

sowie

da ∂p/∂t = 0 gemäß obiger Vereinfachung (konstanter Druck) sein soll. Die zu- bzw. abgeführten Energieströme setzen sich wiederum aus einem molekularen, einem konvektiven und einem turbulenten Anteil zusammen:


ei = ( ρuwi − λ

(

∂T ∂ − at ρ c pT ∂i ∂i

))

! "" ""! q

27

(1.64)

q t

m

Durch Einsetzen von Gl. (1.63) und (1.64) in (1.61), folgt für inkompressible Fluide: æ∂h

ρ çç è

∂t

+ wx

∂h ∂h ∂hö ∂ ÷+ + wy + wz (q m + q t ) ∂x ∂y ∂ z ÷ø ∂ x

∂ ∂ + (q m + q t ) + (q m + q t ) = 0 ∂y ∂z

(1.65)

Die ersten vier Summanden sind gleich der substantiellen, das heißt auf ein bewegtes Teilchen bezogenen Ableitung:

ρ

Dh =ρ Dt

æ∂ h ç ç ∂t è

+ wx

∂h ∂h ∂ hö ÷ + wy + wz ∂x ∂y ∂ z ÷ø

(1.66)

Bei unveränderlichem Druck gilt für diese Ableitung:

ρ

Dh DT ~ = ρc p + rΔh R M Dt Dt

(1.67)

Das Auftreten des Reaktionsterms auf der rechten Gleichungsseite folgt daraus, dass sowohl die "Wärmeenergie" als auch die chemische Bindungsenergie Bestandteile der inneren Energie sind und entsprechend berücksichtigt werden müssen, wenn die einzelnen Anteile der inneren Energie aufgeführt werden. Damit folgt aus Gl. (1.65) unter der Annahme konstanter spezifischer Wärme und Dichte (ρcp = const.):

ρcp

æ ∂T ∂T ∂T ∂T ö ÷ + ρ c p çç w x + wy + wz ∂t ∂x ∂y ∂z ÷ø è

(

− λ

)

æ ∂ 2T + at ⋅ ρ c p ç 2 ç ∂x è

+

∂ T 2

∂y 2

+

∂ T ö÷ ~ + rΔhR M 2 ÷ ∂z ø 2

(1.68) =0

Diese Beziehung entspricht vollständig der allgemeinen Formulierung der Bilanzgleichung, wenn die allgemeine Austauschgröße durch die sogenannte fühlbare Wärme mcpT und die Energiedichte durch ρcpT ersetzt wird. Die Größe ~ rΔ h M stellt entsprechend den Umwandlungsterm dar. R

28


Differentielle Impulsbilanz Die analog zur Stoff- und Energiebilanz durchführbare differentielle Impulsbilanz führt u.a. zur sogenannten Navier-Stokesschen Bewegungsgleichung [Navier 1827; Stokes 1849]. Diese gilt für inkompressible, newtonsche Fluide mit räumlich konstanter Zähigkeit und ermöglicht die Berechnung des Geschwindigkeitsfeldes in strömenden Fluiden. Auf eine Ableitung wird an dieser Stelle verzichtet (siehe z.B. [Schade u. Kunz 1989]). In den Tabellen 1.1 bis 1.3 sind die allgemeinen Bilanzgleichungen für Energie, Impuls und Stoff in verschiedenen Koordinatensystemen wiedergegeben. Tabelle 1.1. Bilanzgleichungen für das kartesische Koordinatensystem (x, y, z) Kontinuitätsgleichung

( )

∂ρ ∂ ∂ ∂ + (ρwx ) + ρwy + (ρwz ) = 0 ∂t ∂x ∂y ∂z Impulsgleichung (Navier-Stokessche Gleichungen)

ρ

æ ∂wx ç ç ∂t è

ρ

æ ç ç è

∂wy ∂t

+ wx + wx

(1.69)

2 2 æ ∂ 2w ö ∂p ∂wx ∂w ∂w ö x + ∂ wx + ∂ wx ÷ + ρ g + ηç + wy x + wz x ÷÷ = − x 2 2 ÷ ç ∂x 2 ∂x ∂x ∂y ∂z ø ∂y ∂z ø è

∂wy ∂x

+ wy

∂wy ∂y

+ wz

∂wy ∂z

ö ÷ ÷ ø

=−

æ ∂ 2w ∂ 2 wy ∂ 2 w y ö÷ ∂p y + ρ g y (1.71) + ηç + + ç ∂x 2 ∂y ∂y 2 ∂z 2 ÷ø è

æ ∂2w ∂wz ∂w ∂w ö ∂p ∂ 2 wz ∂ 2 wz + wy z + wz z ÷÷ = − + η ç 2z + + ç ∂x ∂x ∂y ∂z ø ∂z ∂y 2 ∂z 2 è Energiegleichung

ρ

æ ∂wz ç ç ∂t è

(1.70)

+ wx

ö ÷+ ÷ ø

ρ gz

(1.72)

æ ∂ 2T ~ ∂ 2 T ∂ 2 T ö÷ ∂T ∂T ∂T ö ÷ = λç − rA Δh R M A + + + wy + wz ÷ 2 2 ÷ ç ∂x 2 y z t x ∂ ∂ ∂ ∂ ∂y ∂z ø è ø è zuzüglich Dissipation æ ∂T

ρc p çç

+ wx

ì ïæ ∂w + 2η íç x ïîè ∂x

2 ö æç ∂wy ÷ +ç ø è ∂y

ö æ ∂wz ö2 ü ï ÷ +ç ÷ è ∂z ÷ø ý ø ïþ 2

2 ìæ ∂wy ö æ ∂wx ∂wz ö2 æ ∂wy ∂wz ï ∂w ÷ +ç + η íçç x + + + ÷ +ç ∂x ÷ø è ∂z ∂x ø çè ∂z ∂y ïîè ∂y

(1.73) ö ÷ ÷ ø

2ü

ï ý ï þ

Stofftransportgleichung æ ∂2ρ ∂ρ A ∂ρ A ∂ρ A ∂ρ A ∂2ρA ∂2ρA A + wx + wy + wz = D AB ç + + ç ∂x 2 ∂t ∂x ∂y ∂z ∂y 2 ∂z 2 è

ö ~ ÷ + r M A A ÷ ø

(1.74)


29

Tabelle 1.2. Bilanzgleichungen für zylindrische Koordinatensysteme (r, ϕ, z) Kontinuitätsgleichung

∂ρ 1 ∂ + (ρ r wr ) + 1 ∂ ρwϕ + ∂ (ρw z ) = 0 ∂t r ∂r r ∂ϕ ∂z

(

)

(1.75)

Impulsgleichung (Navier-Stokessche Gleichungen) æ ∂w wϕ ∂wr wϕ2 ∂w ∂w ö ∂p − + wz r ÷ = − ρ ç r + wr r + ç ∂t ÷ ∂r ∂z r ∂ϕ r ∂r è

ø

(1.76)

2 2 ìï ∂ æ 1 ∂ ü ∂w (r wr )ö÷ + 12 ∂ w2r − 22 ϕ + ∂ w2r ïý + ρgr +η í ç ïî ∂r è r ∂r r ∂ϕ ø r ∂ϕ ∂z ïþ

æ ∂wϕ

∂wϕ wϕ ∂wϕ wr wϕ ∂wϕ + wr + + + wz ϕ t r r r ∂ ∂ ∂ ∂z è 2 ìï ∂ æ 1 ∂ 2 ∂wr ö 1 ∂ wϕ r wϕ ÷ + 2 + 2 + +η í ç 2 r r r ∂ ∂ r ∂ϕ ø r ∂ϕ ïî è

ö 1 ∂p ÷=− ÷ r ∂ϕ ø

ρ çç

(

∂ 2 wϕ üï ý + ρ gϕ ∂z 2 ïþ

)

wϕ ∂wz æ ∂w ∂w ∂w ö ∂p ρ çç z + wr z + + wz z ÷÷ = − ∂r ∂z ø ∂z r ∂ϕ è ∂t

(1.77)

(1.78)

2 2 ì ï 1 ∂ æ ∂wz ö 1 ∂ wz ∂ wz ü ï +η í + çr ÷+ 2 ý + ρ gz 2 2 ïî r ∂r è ∂r ø r ∂ϕ ∂z ïþ Energiegleichung

æ ∂T

∂T wϕ ∂T ∂T ö ÷= + wz + ∂ ∂ ∂ ∂z ÷ø t r r ϕ è ~ − rA ΔhR M A zuzüglich Dissipation

ρc p çç

+ wr

ìæ ∂w + 2η íçç r îè ∂r

ìï 1 ∂ æ ∂T ö 1 ∂ 2T ∂ 2T ü ï + çr ÷+ ý ïî r ∂r è ∂r ø r 2 ∂ϕ 2 ∂z 2 ï þ

λí

2 ìæ ∂w ïç ϕ 1 ∂w z ö÷ ï + ý + η íç ∂z r ∂ϕ ÷ø ïþ ï è î 2ü ∂w r ∂ æç wϕ ö÷ù ï +r ú ý ∂ϕ ∂r çè r ÷øúû ï þ 2

2 öù æ ∂w ö é 1 æç ∂wϕ + wr ÷ú + çç x ÷÷ + ê ç ÷ ø êë r è ∂ϕ øûú è ∂z

∂w ö æ ∂w + çç z + r ÷÷ ∂ ∂r ø r è

2

é1 +ê êë r

ö ÷÷ ø

2ü

(1.79)

Stofftransportgleichung ∂ρ A ∂ρ 1 ∂ρ A ∂ρ + wr A + wϕ + wz A = ∂t ∂r ∂z r ∂ϕ 2 2 ì ï 1 ∂ æ ∂ρ A ö 1 ∂ ρ A ∂ ρ A ü ï ~ + D AB í çr ÷+ 2 ý + rA M A 2 ïî r ∂r è ∂r ø r ∂ϕ ∂z 2 ïþ

(1.80)

30


Tabelle 1.3. Bilanzgleichungen für sphärische Koordinatensysteme (r, Θ, ϕ) Kontinuitätsgleichung

(

)

∂ρ 1 ∂ 1 ∂ + ρ r 2 wr + (ρwθ sin θ ) + 1 ∂ ρwϕ = 0 ∂t r 2 ∂r r sin θ ∂θ r sin θ ∂ϕ

(

)

(1.81)

Impulsgleichung (Navier-Stokessche Gleichungen)

ρ

æ ç ç è

wϕ ∂wr wθ2 + wϕ2 ö÷ ∂wr ∂w w ∂wr ∂p + wr r + θ =− + − ÷ ∂t ∂r r ∂θ r sin θ ∂ϕ r ∂r æ

2

ç è

2

+ η ç ∇ 2 wr −

ρ

æ ç ç è

r

∂wϕ ö 2 ∂wθ 2 2 ÷+ ρg − 2 wθ cot θ − 2 r 2 ∂θ r r r sin θ ∂ϕ ÷ø

ø

æ è

ρ

wr −

wϕ ∂wθ wr wθ wϕ2 cot θ ö÷ ∂wθ ∂w w ∂wθ 1 ∂p + wr θ + θ + + − =− ÷ ∂t ∂r r ∂θ r sin θ ∂ϕ r r r ∂θ

+ η çç ∇ 2 wθ + æ ç ç è

(1.82)

ø

∂wϕ ∂t

+ wr

æ ç ∇2 w ϕ ç è

+η

(1.83)

2 ∂wr w 2 cos θ ∂wϕ ö ÷ + ρ gθ − 2 θ2 − 2 2 r 2 ∂θ r sin θ r sin θ ∂ϕ ÷ø

∂wϕ

wϕ ∂wϕ wϕ wr wθ wϕ ö w ∂wϕ 1 ∂p cot θ ÷÷ = − + θ + + + r ∂θ r sin θ ∂ϕ r r r sin θ ∂ϕ ∂r ø

(1.84)

∂wr 2 cos θ ∂wθ ö÷ + ρ gϕ − 2 2 + 2 2 + 2 2 r sin θ r sin θ ∂ϕ r sin θ ∂ϕ ÷ø wϕ

2

Energiegleichung æ ∂T

ρ c p çç è

∂t

+ wr

wϕ ∂T ö ∂T wθ ∂T ~ ÷ = λ ∇ 2 T − r Δh M + + A R A ∂r r ∂θ r sin θ ∂ϕ ÷ø

zuzüglich Dissipation 2 2 ì æ 1 ∂wϕ wr wθ cot θ ïæ ∂w ö æ 1 ∂wθ wr ö + 2η íç r ÷ + ç + + + ÷ + çç r r r r r θ ∂ ∂ ø ø è ï è r sin θ ∂ϕ îè 2

ì ∂ æ wϕ ïé ∂ æ w ö 1 ∂wr ù é 1 ∂wr + η íêr ç θ ÷ + + r çç ú +ê ∂r è r ï îë ∂r è r ø r ∂θ û êë r sin θ ∂ϕ

öù ÷ú ÷ øúû

ö ÷ ÷ ø

2ü

ï ý ï þ

(1.85)

2

2ü sin θ ∂ æ wϕ ö 1 ∂wθ ù ï çç ÷÷ + ú ý r ∂θ è sin θ ø r sin θ ∂ϕ úû ï þ Stofftransportgleichung ∂ρ A ∂ρ A 1 ∂ρ A 1 ∂ρ A ~ + wr + wθ + wϕ = D AB ∇ 2 ρ A + rA M A ∂t ∂r r ∂θ r sin θ ∂ϕ In den Gleichungen (1.82) bis (1.86) bedeutet

+

∇2 =

∂ æ ∂ ö 1 ∂ æ 2 ∂ ö 1 1 çr ÷+ ç sin θ ÷+ ∂θ ø r 2 sin 2 θ r 2 ∂r è ∂r ø r 2 sinθ ∂θ è

æ ∂2 ç ç ∂ϕ 2 è

ö ÷ ÷ ø

(1.86)

(1.87)


31

1.5.2 Integrale Bilanzgleichungen Die integrale oder globale Bilanzgleichung der Ströme dient der realen Überprüfung von Vorgängen in technischen Systemen auf Basis der üblichen Massenoder Energiebilanzen. Sie kann auch dazu verwendet werden, theoretische Analysen über das Zeitverhalten von Systemen durchzuführen. Sie dient also der Behandlung der Vorgänge in technischen Anlagen, Apparaten oder einzelnen Partikeln in Apparaten, wenn nur die Ströme selbst bekannt sind. Auf diese Weise kann beispielsweise die ordnungsgemäße Funktion einzelner Prozessschritte überprüft werden. Im Folgenden werden die integralen Bilanzgleichungen für Masse und Energie dargestellt. Integrale Stoffbilanzgleichungen Bei der Bilanzierung einer Masse oder Stoffmenge kommt als Transportgröße entweder die Komponentenmasse Mi, die Gesamtmasse M, die Komponentenmolmenge Ni oder die Gesamtmolmenge N in Betracht. Man wird sich im Allgemeinen entweder auf die Masse oder die Molmenge beschränken und dabei jene dieser beiden Größen heranziehen, die für den betreffenden Fall am zweckmäßigsten ist. Die Molmenge wird insbesondere dann von Vorteil sein, wenn die genauen stöchiometrischen Verhältnisse der betreffenden chemischen Reaktion bekannt sind. Was die zugehörigen Austauscheffekte, insbesondere die Umwandlungseffekte anbelangt, so ist von besonderer Bedeutung, ob der jeweilige Vorgang mit chemischen oder biologischen Reaktionen verbunden ist oder nicht. Ausgehend von der allgemeinen integralen Bilanzgleichung erhält man für die Komponentenmasse Mi unter Berücksichtigung der Reaktionsgeschwindigkeit r nachstehende integrale Bilanzgleichung der partiellen Masse Mi: dM i = M i ,ein − M i ,aus + dt

å(V

~

ges rν i M i

)j

(1.88)

j

Dabei ist der allgemeine Fall zugrundegelegt, dass im betreffenden Bilanzgebiet mehrere Reaktionen (angezeigt durch den laufenden Index j) vorhanden sein können. Im Fall, dass nur eine Umwandlung vorliegt, ist j = 1, und es gilt: dM i ~ = M i ,ein − M i ,aus + V ges ( rν i M i ) dt

(1.89)

Im einzelnen bedeuten dMi/dt den Speicherterm, M i ,ein − M i ,aus den Netto~ transportstrom und Vges (rν i M i ) den Umwandlungsterm der Komponente, wobei

Vges das betreffende Reaktionsvolumen bezeichnet. Die Division von Gl. (1.70) ~ durch das Molekulargewicht M i ergibt die entsprechende Molbilanz.

32


Integrale Energiebilanzgleichungen Die integrale Bilanzgleichung für die Energie lautet: dE = E ein − E aus dt

(1.90)

Der Term auf der linken Seite von Gl. (1.90) erfasst die Speicherung, während die anderen Terme den Nettotransportstrom und die durch Umwandlungseffekte bedingten Energieströme beschreiben. Die Energie E kann dabei folgende Größen umfassen: E = Mh +

æ ö Mw 2 w2 + Mgz = M ç h + + gz ÷ ç ÷ 2 2 è ø

(1.91)

Für den betreffenden Energiestrom gilt: E = M h +

æ ö M w 2 w2 + M gz = M ç h + + gz ÷ ç ÷ 2 2 è ø

(1.92)

Wird statt der Enthalpie die "Wärmeenergie" als Bilanzgröße gewählt, so muss der Energieumsatz einer chemischen Reaktion separat berücksichtigt werden. Die durch eine chemische oder biologische Reaktion frei werdende oder verbrauchte Energie führt zu folgendem Umwandlungsenergiestrom: ~ E Wandlung ≡ rA V ges M A ΔhR (1.93) Werden über die Systemgrenzen Wärmeströme Q Rand ausgetauscht (Vorzeichenkonvention, Zufuhr positiv, Abfuhr negativ), so sind diese in der integralen Energiebilanz zu berücksichtigen. Werden die kinetische und die potentielle Energie vernachlässigt und wird für den Umwandlungsstrom lediglich Gl. (1.93) eingesetzt, so lautet die vereinfachte integrale Energiebilanz:

ρc p

dT ~ = M ρc p (Tein − Taus ) + Q Rand + rA V ges M A ΔhR dt

(1.94)

Das besondere Merkmal integraler Bilanzgleichungen besteht darin, dass bei den inneren Austauschvorgängen des Systems nur die Speicher- und Umwandlungseffekte berücksichtigt werden müssen. Dagegen müssen die Transporteffekte nur an den Bilanzgrenzen erfasst werden. Das bedingt eine erhebliche Vereinfachung der rechnerischen Auswertung, worauf die große praktische Bedeutung dieser Gleichungen beruht. Die Lösung der integralen Bilanzgleichungen liefert somit keine unmittelbare Information über die Vorgänge im Inneren des Systems. Die Genauigkeit der Aussage integraler Bilanzgleichungen hängt somit davon ab, inwieweit die Vorgänge innerhalb des Systems durch geeignete Ansätze annähernd exakt beschrieben werden.

1.6 Molekulare Transportkoeffizienten

33

1.6 Molekulare Transportkoeffizienten Zu den molekularen Transportkoeffizienten gibt es eine große Zahl von Messdaten, z.B. [Landolt-Börnstein 1960; VDI 2002; Perry et al. 1984]. Dennoch sind bei weitem nicht alle Reinstoffe und erst recht nicht alle Stoffgemische vermessen. Hierbei ist noch zu berücksichtigen, dass die Transportkoeffizienten sowohl eine Druck- als auch eine Temperaturabhängigkeit aufweisen. Daher existiert eine Reihe von Berechnungsmethoden, z.B. [VDI 2002, Da 1–38], die eine mehr oder weniger genaue rein rechnerische Bestimmung der jeweiligen Größen ermöglichen. Diese Methoden basieren in aller Regel auf Kenntnissen über den inneren Aufbau der Moleküle und über die zwischenmolekularen Wechselwirkungen. 1.6.1 Viskosität Viskositäten werden in eindimensionalen Strömungen gemessen. Daher wird das Flüssigkeitsverhalten eingeteilt nach den Scherkräften, die unter eindimensionaler Beanspruchung entstehen. Die entsprechenden grafischen Darstellungen (s. Abb. 1.10) werden als Fließkurve bezeichnet. Newtonsche Fluide Newtonsche Fluide zeigen keinerlei Veränderung der Viskosität bei Veränderung der Scherbeanspruchung, d.h. die entsprechenden Fließkurven stellen Geraden dar, deren Steigung der Viskosität η entspricht.

Schubspannung τ

m gha Bin

τ0 s

os sk rvi u kt t ru Ne

n

1

34


Abbildung 1.11 enthält dynamische Viskositäten einer größeren Zahl von Stoffen als Funktion der reziproken Temperatur. Die Darstellung zeigt, dass die Zahlenwerte der Gasviskositäten alle etwa innerhalb einer Zehnerpotenz liegen. Dagegen unterscheiden sich diejenigen der Flüssigkeiten um mehr als 5 Zehnerpotenzen. Die geringe dynamische Viskosität der Gase ist auf deren geringe Dichte zurückzuführen, wodurch die Zahl der Moleküle und daher auch die Zahl der Zusammenstöße, durch die allein Impuls übertragen werden kann, klein ist. Wegen der hohen Dichte der Flüssigkeiten ist die Zahl der Molekülstöße und daher auch deren dynamische Viskosität verhältnismäßig groß. Während Gase mit steigender Temperatur zäher werden, fällt die Viskosität der Flüssigkeiten in aller Regel mit T ab. Dafür verantwortlich sind zwei unterschiedliche Mechanismen, von denen der eine in Flüssigkeiten, der andere in Gasen überwiegt. Bei Flüssigkeiten müssen bei einer Scherung die intermolekularen Anziehungskräfte überwunden werden. Diese Kräfte werden mit steigender Temperatur in der Regel schwächer, weil sich die Flüssigkeit ausdehnt und der mittlere Abstand wächst. Zusätzlich steigt die mittlere kinetische Energie der Moleküle und damit die Häufigkeit von Platzwechseln. Beides führt zu verringerter Zähigkeit bei steigender Temperatur. Temperatur in °C 1000 500 300 200

102

100 50

0

-50

-100 Gase Flüssigkeiten

ce rin

Schwefel

dynamische Viskosität η

G ly

kg ms 100 10-1

l Po

10-2 Blei

10-3 10-4

Quecksilber yl DT Diph s er Was

Wasser

yg

o lyk

t le

he

r

l no uta n-B Tr Benzi n

r ylethe Dieth Ammoniak

id ndiox Kohle

Methan

Luft Helium

Wasserstoff

10-5 10-6

l ano Eth ol n a h Me t n ichlorethyle

0

0,002

0,004

1/K

reziproke Temperatur 1/T

Abb. 1.11. Dynamische Viskosität von Fluiden abhängig von der Temperatur

0,006


35

Der mittlere Molekülabstand bei Gasen ist um Größenordnungen höher als der von Flüssigkeiten. Daher können intermolekulare Kräfte zwischen ihnen häufig vernachlässigt werden (ideale Gase; die Viskosität ist deshalb für ideale Gase bis zu Drücken von 100 bar nahezu druckunabhängig, obwohl die Molekülabstände bei dieser Druckänderung stark abnehmen und damit die zwischen den Molekülen wirkenden Kräfte um Zehnerpotenzen anwachsen). Hier ergibt sich ein Widerstand aufgrund der Molekularbewegung, die dazu führt, dass Moleküle unterschiedlicher mittlerer Geschwindigkeit zusammenstoßen und Impulse austauschen. Makroskopisch macht sich das als Schubspannung bemerkbar. Mit steigender Temperatur nimmt die Molekularbewegung und damit auch die Zähigkeit zu. Die kinetische Gastheorie führt zu einem Viskositätsanstieg mit T1/2. Die in Abb. 1.11 gewählte Auftragungsform zeigt, dass für viele Flüssigkeiten zumindest in erster Näherung eine Proportionalität ln η ~

1 T

besteht, da sich ein annähernd linearer Verlauf in dem Diagramm ergibt. Dieser Zusammenhang kann durch einfache Modellvorstellungen auf molekularer Ebene abgeleitet werden [Eyring 1936]. Das reale Verhalten zeigt allerdings durchaus mehr oder weniger starke Abweichungen von der einfachen Proportionalität. Tabelle 1.4 unterstreicht nochmals, dass die Transportkoeffizienten von Flüssigkeiten in der Regel größer als die von Gasen sind. Nicht-Newtonsche Fluide Im Gegensatz zum Newtonschen Fluid zeigen nicht-Newtonsche Fluide eine Änderung der Viskosität bei Änderung der Scherbeanspruchung. Die wesentlichen nicht-Newtonschen Fluide werden im Folgenden dargestellt. Tabelle 1.4. Stoffdaten verschiedener Gase und Flüssigkeiten bei 20 °C und 1 bar

Luft O2 N2 H2 CO2 Jodwasserstoff H2O Ethanol Glycerin Quecksilber Olivenöl Honig 1)

ρ [kg/m³] 1,19 1,33 1,15 0,08 1,95 5,39 998,21 789 1260 136001) 9101)

0 °C und 1 bar

η [mPas] 0,018 0,020 0,017 0,008 0,0138 0,636 1,002 1,201 1480 1,5 1000 50 ⋅ 103

ν [10-6 m²/s] 15,35 15,26 15,31 106,19 7,05 118,0 1,0 1,52 1174,6 0,11 1100,0

λ [10-3 W/mK] 25,69 26 25,6 179 14,64 6 598,4 173 286 8330 15,2

a [10-6 m²/s] 21,47 21,43 21,38 149,22 9,08 4,93 0,14 0,09 0,10 4,9 0,01

36


Pseudoplastische oder strukturviskose Flüssigkeiten zeigen eine Viskositätsabnahme mit steigender Scherbeanspruchung dw/dy (Abb. 1.10) In Abb. 1.12 ist die Abhängigkeit der Viskosität einer Polyacrylamidlösung von der Scherrate direkt aufgetragen. Für kleine Scherraten ergibt sich ein konstanter Wert der Viskosität η0 , während bei sehr hohen Scherraten ebenfalls ein konstanter, aber geringerer Viskositätswert η∞ erreicht wird. Dieses Verhalten erklärt sich bei Polymerlösungen oder -schmelzen durch die Streckung der Molekülketten infolge der Scherung. Die Moleküle werden beweglicher und die Viskosität nimmt bis auf einen bestimmten Endwert ab. Geringe Scherraten führen zu keiner wesentlichen Veränderung der Molekülknäuel mehr, die Viskosität bleibt unverändert. Völlig analoge Verhältnisse können in biologischen Systemen auftreten, wenn filamentöse (fädige) Bakterien zu Flockenstrukturen führen, die unter der Wirkung einer Scherbeanspruchung aufgelöst werden können. Auch in diesem Fall resultiert strukturviskoses Verhalten. Einige Suspensionen zeigen bei hohen Feststoffkonzentrationen eine Zunahme der Viskosität mit der Scherrate. Abb. 1.13 verdeutlicht dies am Beispiel einer Titandioxid-Suspension. Bei der höchsten Feststoffkonzentration steigt die Viskosität ab einer kritischen Scherrate deutlich an. Dieses Verhalten lässt sich am Beispiel "nasser Sand" gut erläutern: Bei geringem Schergefälle, z.B. niedriger Rührerdrehzahl, existiert zwischen den Sandkörnern ein Wasserfilm, der wie ein Schmiermittel wirkt und die Reibung der Sandkörner aneinander vermindert. Bei steigenden Geschwindigkeitsgradienten reißt der Wasserfilm auf, und die Sandkörner reiben unmittelbar aneinander. Auch dilatante Flüssigkeiten verhalten sich

Scheinbare Viskosität η

102 Pa.s η0 100

10-2 η∞

10-4 10-2

100

102 Scherrate

104

s-1

106

dw dy

Abb. 1.12. Viskosität als Funktion des Geschwindigkeitsgradienten für eine PolyacrylamidLösung (nach [Boger u. Yeow, 2002])


37

103

Schubspannung τ

Pa 102

101

42,5 % 30,0 % 20,8 % 8,3%

100 101

102

103 Scherrate

104

s-1

105

dw dy

Abb. 1. 13. Fließkurve für eine Titandioxid-Lösung (nach [Boger u. Yeow, 2002])

bei sehr kleinen und sehr großen Geschwindigkeitsgradienten wie Newtonsche Fluide. Die Fließkurve einer Bingham-Flüssigkeit ist ebenfalls in Abb. 1.10 dargestellt. Erst wenn eine Anfangsschubspannung τ0 überwunden ist, beginnt die BinghamFlüssigkeit zu fließen. Der entsprechende Beschreibungsansatz lautet:

τ = τ 0 +ηB

dwx dy

(1.95)

Abbildung 1.14 verdeutlicht dies am Beispiel des Fließverhaltens eines Fleischextraktes. Weitere Beispiele für Bingham-Flüssigkeiten sind Zahnpasta, Lacke (Vermeidung von „Lacknasen“) und Ketchup. Auf das außerordentlich komplizierte Verhalten thixotroper, rheopexer und anderer nicht-Newtonschen Fluide soll an dieser Stelle nicht weiter eingegangen werden. Hier tritt u.a. neben der Abhängigkeit der Viskosität von der Scherrate noch ein Einfluss der Zeit auf. Charakteristische Formen von Fließkurven wurden anhand der Abb. 1.10 bis 1.14 erläutert. Es ergibt sich die Frage, wie der i.a. nichtlineare Verlauf am zweckmäßigsten analytisch beschrieben werden kann. Solche Ansätze sollen von möglichst einfacher mathematischer Form sein, um für die Lösung ingenieurmäßiger Aufgaben angewandt werden zu können. Allerdings müssen die Grenzen der Gültigkeit solcher Ansätze besonders sorgfältig beachtet werden. Im Folgenden sollen nur die dilatanten und die strukturviskosen Flüssigkeiten betrachtet werden. Innerhalb bestimmter Grenzen des Geschwindigkeitsgradienten kann das Fließverhalten dilatanter und strukturviskoser Flüssigkeiten durch einen Potenzansatz beschrieben werden, der von Ostwald und de Waele aufgestellt wurde. Er lautet:

38


100

Schubspannung τ

Pa 60

40

20

τ0 = 17,0 Pa

0 0

4

s-1

8

12

dw Scherrate dy

Abb. 1.14. Fließkurve für Fleischextrakt (nach [Boger u. Yeow, 2002])

τ =k

æ ∂ wx ç ç ∂y è

ö ÷ ÷ ø

n

(1.96)

k ist ein empirischer Zahlenwert, der Ostwaldfaktor genannt wird. n ist der Fließexponent. Flüssigkeiten, die sich durch diesen Ansatz näherungsweise beschreiben lassen, werden auch Ostwald-Flüssigkeiten, oder im angelsächsischen power-lawfluids genannt. Der Faktor k ist stark temperaturabhängig, jedoch im Gegensatz zur Viskosität unabhängig von der Scherrate. n ist üblicherweise unabhängig von der Temperatur. Abbildung 1.10 beinhaltet Fließkurven, die gemäß Gl. (1.96) berechnet werden. Für n = 1 geht der Ansatz von Ostwald - de Waele in den Newtonschen Schubspannungsansatz über, k ist dann mit der Viskosität η identisch. Für n > 1 erhält man eine Kurve für dilatante, für n < 1 für strukturviskose Flüssigkeiten. Für das Beispiel der Polyacrylamid-Lösung in Abb. 1.12 ergibt sich ein Fließexponent von n = 0,41. Die Fließkurve für n < 1 weist im Nullpunkt eine senkrechte Tangente auf, wie sich durch Ableitung von Gl. (1.96) zeigen lässt: dτ = nk æ ∂ wx ö ÷ d çç ÷ è ∂y ø

æ dw x ç ç dy è

ö ÷ ÷ ø

n −1

(1.97)


für n > 1: aus

∂ wx → 0 folgt: ∂y

∂τ →∞ æ∂w ö ∂ çç x ÷÷ è ∂y ø

39

(1.98)

Schubspannung τ

New t Flu onsch id m e it η s 0

Diese Eigenschaft des Potenzgesetzes würde für eine reale strukturviskose Flüssigkeit bedeuten, dass es nicht aus der Ruhe gebracht werden kann, da unendliche Schubspannungen aufgebracht werden müssten, um es in Bewegung zu versetzen. Anders ausgedrückt: Es besäße eine unendlich hohe Viskosität und verhielte sich wie ein Feststoff. Der Potenzansatz ist also nicht geeignet, das Verhalten im Nullpunkt zu beschreiben, das durch konstante Viskosität η0 gekennzeichnet ist. Für n > 1, bei dilatanten Fluiden, zeigt sich ein entsprechend umgekehrtes Nullpunktverhalten: Die Tangente an der Fließkurve hat im Ursprung die Steigung von Null. Dies bedeutet, dass ein dilatantes Fluid, das dem Potenzansatz gehorcht, nie zur Ruhe gebracht werden könnte, da auch bei unendlich kleinen Schubspannungen die Fließbewegung einsetzt. Man könnte auch sagen, dass die Flüssigkeit eine Viskosität von null hat. Im mittleren Bereich des Geschwindigkeitsgradienten kann jedoch mit dem Ostwald-de Waele-Ansatz gearbeitet werden, wie anhand von Abb. 1.15 deutlich wird. In dieser Abbildung sind schematisch die Ergebnisse aus Abb. 1.12 in Form der Fließkurve dargestellt. Ausgehend vom Nullpunkt verläuft die Schubspannung

1

le -de Wa e Ostwald l. (1.96) G tz Ansa

2

id Flu les a e s R he sc η ∞ n o wt mit Ne luid F

Gültigkeitsbereich des Ostwald-de Waele Ansatzes (1.96)

0 0

Scherrate

dw dy

Abb. 1.15. Fließkurve einer strukturviskosen Flüssigkeit im Vergleich zum Ostwald-de Waele-Ansatz

40


einer realen strukturviskosen Flüssigkeit zunächst näherungsweise entlang einer Geraden, die Newtonsches Verhalten mit der Viskosität η0 beschreibt. Nach Erreichen eines Punktes 1 läuft die Schubspannung entlang einer Kurve, die gemäß dem Potenzansatz für einen konstanten Wert von n gilt. Ab einem Punkt 2 entfernt sich die Messwert-Kurve wieder und mündet abermals in Newtonsches Verhalten ein, welches durch eine Gerade mit η∞ beschrieben wird. Zwischen dem Punkt 1 und 2 kann der Ostwald-de Waele-Ansatz zur Beschreibung verwendet werden. Diese am Beispiel der strukturviskosen Flüssigkeit angestellten Betrachtungen gelten analog für dilatante Flüssigkeiten. Das Verhalten nicht-Newtonscher Flüssigkeiten kann noch wesentlich komplexer sein, so kann sich u.a. eine Zeitabhängigkeit zeigen. Daher gibt es eine Vielzahl unterschiedlicher Beschreibungsansätze für nicht-Newtonsche Flüssigkeiten, die hier allerdings nicht weiter behandelt werden sollen. 1.6.2 Wärmeleitfähigkeit In Abb. 1.16 ist die Temperaturabhängigkeit der Wärmeleitfähigkeit verschiedener fluider Stoffe dargestellt. Im Gegensatz zur Viskosität ist der Temperatureinfluss auf die Wärmeleitfähigkeit nicht stark ausgeprägt, so dass er vielfach vernachlässigt werden kann. Gase weisen gegenüber Flüssigkeiten üblicherweise deutlich geringere Werte für λ auf. Die Wärmeleitfähigkeit fester Materialien ist dagegen vielfach wesentlich höher, z.B. Silber bei 20 °C 427 W/mK. 100

Wärmeleitfähigkeit λ

Wasser

W mK

Glyce rin

Was serst

M ethano l Ethanol

Helium

To lu o

10-1 Gase Flüssigkeiten Meth

an

o l th a han E Met

Luft

Was

f amp serd

T

10-2 -100

0

off

l

nol ioxi Kohlend

d

Chlorgas

ol olu

100

200

300

°C

400

Temperatur

Abb. 1.16. Wärmeleitfähigkeit abhängig von der Temperatur für verschiedene fluide Stoffe


41

Wie Tabelle 1.4 verdeutlicht, liegt demgegenüber der Ausgleichskoeffizient, die Temperaturleitfähigkeit der Gase oberhalb derjenigen der Flüssigkeiten. Wiederum sind die Mechanismen auf molekularer Ebene zu unterscheiden. Der Transport der thermischen Energie erfolgt molekular durch intermolekulare Wechselwirkung oder Platzwechsel der Moleküle. In Flüssigkeiten oder Feststoffen kommt es vor allem zu Energietransport infolge der Wechselwirkung der Moleküle. In Gasen mit ihrer viel geringeren Dichte können fast nur Platzwechsel zum Energietransport beitragen. Das führt einerseits dazu, dass die Transportstromdichte und damit die Wärmeleitfähigkeit sehr klein ist. Andererseits haben die großen mittleren Abstände zur Folge, dass nicht nur die Diffusionskoeffizienten, sondern auch die Temperaturleitfähigkeiten von Gasen größer sind als die der Flüssigkeiten oder der Feststoffe. 1.6.3 Diffusionskoeffizienten Der Diffusionskoeffizient DAB ist die wichtigste Transportgröße bei der Stoffübertragung in binären Gemischen. Diese Größe hängt vom Druck, von der Temperatur und der Konzentration ab. Die Vermutung, dass diese wichtige Größe entweder durch Messungen oder theoretische Überlegungen für die Mehrzahl der Stoffübertragungen bekannt ist, trifft nicht zu. Dies hängt damit zusammen, dass exakte Messungen des Diffusionskoeffizienten schwierig und aufwendig sind. Deshalb wird man in vielen Fällen auf mehr oder minder theoretische oder empirisch-theoretische Beziehungen zur Vorausberechnung von Diffusionskoeffizienten ausweichen. Die Qualität der so berechneten Daten ist allerdings sehr unterschiedlich. Da die Diffusionskoeffizienten in Gasen große (10-6 < DAB < 10-4 m²/s für 1 bar und 20 °C), in Flüssigkeiten mittlere (10-10 < DAB < 10-8 m²/s für η = 1 mPas und 20 °C) und in Feststoffen kleine Werte (0 < DAB < 10-10 m²/s) besitzen und je nach dem Aggregatzustand von unterschiedlichen Einflussgrößen abhängen, werden Gase und Flüssigkeiten getrennt betrachtet. Gase Für eine Mischung zweier Komponenten gleicher Molekülmasse MA und gleichem Moleküldurchmesser dA gilt: D AA =

2 3

k3

T3

π 3M A

pd A2

.

(1.99)

Hierin ist k die Boltzmann-Konstante k = R/N (auf ein Molekül bezogene Gaskonstante, N: Loschmidtzahl 6,023 ⋅ 1023 Moleküle/Mol). Die Molekülmassen ergeben sich aus: ~ ~ Mi = k ⋅ M i / R = M i / N .

42


Besitzen die Komponenten A und B unterschiedliche Molekülmassen MA bzw. MB sowie unterschiedliche Durchmesser dA bzw. dB, erhält man eine ähnliche aufgebaute Beziehung: D AB =

2 3

k3

π

3

1 1 T3 . + 2M A 2M B p [(d A + d B ) / 2]2

(1.100)

Danach ist der Diffusionskoeffizient dem Gesamtdruck p des Gases umgekehrt proportional und steigt mit der Potenz 3/2 der absoluten Temperatur an. Viele Messergebnisse des Diffusionskoeffizienten zeigen, dass diese Aussagen für manche Gase bei niedrigen Drücken erfüllt sind. Es gibt allerdings auch mehr oder minder starke Abweichungen. Hier sei auf verfeinerte Berechnungsansätze in der Literatur (z.B. [VDI 2002]) verwiesen. Tabelle 1.5 gibt einige experimentelle Ergebnisse für Diffusionskoeffizienten in Gasen wieder. Tabelle 1.5. Diffusionskoeffizienten in Gasen Stoffsystem Luft - H2 Luft - H2 Luft - O2 Luft - J2 Luft - H2O Luft - Benzol Luft - Methanol H2 - Benzol O2 - Benzol

T [°C] 0 23,7 20 25 0 26,9 25,6 23 23

D [10-6 m²/s] 49,3 56,5 9,1 10,8 21,6 9,26 16,2 36,6 9,2

Flüssigkeiten Zur Vorausberechnung von Diffusionskoeffizienten hat sich die sogenannte hydrodynamische Theorie bewährt. Diese Theorie fußt auf einer Gleichung von Nernst-Einstein, wonach der Diffusionskoeffizient der Boltzmann-Konstanten k, der absoluten Temperatur T und der Mobilität wA/FA eines Partikels oder eines gelösten Moleküls A durch ein unbewegtes Medium B proportional ist: DAB = kTwA/FA .

(1.101)

(wA ist die Geschwindigkeit eines Partikels oder Moleküls A.) Für schleichende Strömungen (Rep < 1) ergibt sich die Kraft FA aus der Fluiddynamik. Entsprechende Überlegungen führen zu dem häufig bestätigten Zusammenhang: D AB η B = const . T

(1.102)

1.7 Aufgaben

43

Da die dynamische Viskosität η von Flüssigkeiten etwa proportional zu exp (1/T) ist, steigt der Diffusionskoeffizient mit zunehmender Temperatur deutlich überproportional an. Tabelle 1.6 gibt experimentelle Ergebnisse für Diffusionskoeffizienten in Flüssigkeiten wieder. Tabelle 1.6. Diffusionskoeffizienten in Flüssigkeiten Stoffsystem H2O - He H2O - H2 H2O - N2 H2O - O2 H2O - Cl2 H2O - C2H4 H2O - C4H10 H2O - Benzol CH4 - C6H14 CH4 - CCl4 C5H12 - C6H14

T [°C] 22 24,5 25 25 25 25,4 24,8 20 25 25 20

D [10-9 m²/s] 5,8 4,9 2,34 2,51 1,51 1,08 0,96 1,02 0,087 2,89 2,15

1.7 Aufgaben 1. Bei Stauseen in heißen, trockenen Gebieten ist der Wasserverlust durch Verdunstung ein ernstes Problem, da pro Kubikmeter Wasser 0,23 kWh elektrischer Energie erzeugt werden. Der Kariba-Stausee, welcher den Zambesi-River aufstaut, bedeckt eine Fläche von 5180 km². Die relative Luftfeuchtigkeit ϕ = p H 2 O / p *H 2 O beträgt bei Windstille 0,5 m über dem See konstant 20 %. Die Temperatur betrage 30 °C bei 1 bar Umgebungsdruck. Der Sättigungsdampfdruck von Wasser beträgt bei dieser Temperatur 42 mbar und der Diffusionskoeffizient in Luft 2,58 ⋅ 10-5 m²/s. a) Berechnen Sie den täglichen Verdunstungsstrom an Wasser. b) Berechnen Sie dessen Geschwindigkeit. c) Berechnen Sie, welche Energie dem vorhandenen Wasserkraftwerk dadurch verloren geht. 2. In einem zylindrischen, offenen Behälter von 0,5 m Durchmesser befindet sich Schwefelsäure. Der Abstand von der Flüssigkeitsoberfläche zur oberen Behälteröffnung beträgt 1 m. Darüber strömt laminar Luft mit einer Temperatur von 20 °C und einer relativen Feuchte 0,5. Der Sättigungsdampfdruck von Wasser beträgt bei diesen Bedingungen 23 mbar. Der in der Luft vorhandene Wasserdampf wird von der Schwefelsäure absorbiert. Dabei tritt in der flüssigen Phase kein Diffusionswi-

44


derstand auf, d.h. der Partialdruck der löslichen Komponente ist null. Der Diffusionskoeffizient für Luft-Wasserdampf beträgt 2,45 ⋅ 10-5 m²/s. Berechnen Sie die übergehende Wassermenge und skizzieren Sie den Verlauf über der Phasengrenzfläche. Diese Aufgabe ist mit unterschiedlichen Maßeinheiten für die Triebkräfte zu lösen. a) Druck, b) Konzentration, c) Molanteil. 3. In einem Reaktor findet eine heterogene katalytische Reaktion statt, die sich modellmäßig folgendermaßen beschreiben lässt: Jedes Katalysatorkorn ist umgeben von einem stagnierenden Gasfilm, durch den die Komponente A zur Katalysatoroberfläche diffundiert. An der Katalysatoroberfläche läuft die Reaktion 3A → B augenblicklich ab, und das Produkt B diffundiert durch den Gasfilm in die turbulente Gaskernströmung (bestehend aus den Komponenten A, B). Beim vorliegenden Problem können folgende Annahmen getroffen werden: 1. Stationäres System 2. Isothermes System 3. Eindimensionaler Vorgang; Partikelkrümmung wird vernachlässigt 4. Konstante molare Gesamtkonzentration c 5. Konstanter Diffusionskoeffizient 6. Reaktionswärme sei vernachlässigbar Bestimmen Sie unter Berücksichtigung der Stöchiometrie den molaren Fluss der Komponente A, wenn die effektive Gasfilmdicke δ und die Zusammensetzung im Hauptgasstrom (yA0 und yB0) bekannt sind. Berechnen Sie dazu zunächst, ausgehend von der differentiellen Molenbilanz für ein Volumenelement des Gasfilms, das Molanteilprofil im Gasfilm.

y z=0

yB0

yA0

yB

yA

Gaskernströmung

nA z

nB z Δz

nA

z+Δz

nB

Gasfilm

z

z+Δz

z=δ Katalysatoroberfläche

Modell des Diffusionsproblems in der Nähe eines Katalysatorkorns

1.7 Aufgaben

45

Hinweis: 1. Im stationären System gilt für die molaren Stoffflüsse der Komponenten A und B im Gasfilm unter Berücksichtigung der Stöchiometrie: 1 n Bz = − n Az (in z-Richtung) 3

2. Differentiationsregel: y = a mx

y' =

dy = m ⋅ ln(a) ⋅ a mx dx

4.1 Ein ideal durchmischter Rührbehälter von 15 m³ Flüssigkeitsinhalt wird kontinuierlich von 0,01 m³/s Kokosnussöl durchströmt. Zur Zeit t0 wird auf Palmöl umgestellt, welches mit dem gleichen Volumenstrom in den Behälter gefördert wird. Nach welcher Zeit enthält das ausströmende Öl weniger als 1 % Kokosnussöl? 5. Für eine Reaktion A + B → C + D sind in einem vollständig vermischten Laborreaktor folgende Messwerte aufgenommen worden: t [s] 0 450 720 950 1280

cA [kmol/m³] 0,51 0,443 0,41 0,392 0,367

cB [kmol/m³] 0,26 0,193 0,16 0,142 0,117

Überprüfen Sie, ob es sich um eine Reaktion 1. oder 2. Ordnung handelt.

-

Hinweis: Die Lösung ergibt sich aus Linearisierung der jeweiligen Ansätze r1 = −k1 c A =

1 dc A − 1 dt

r2 = − k 2 c A c B =

1 dc A − 1 dt

d.h. durch Integration und Auftragung der Daten über t. -

Integrationsregel: ò

1

nach [Beek et al.]

dx 1 y = − ln ; y = ax + b y b x

46 -


Pro Molekül A wird ein Molekül B verbraucht, d.h.: cA0 – cB0 = cA - cB

6. Die homogene Zersetzung von Acetaldehyd verläuft wie folgt: CH3CHO → CH4 + CO Zur Bestimmung der Reaktionskinetik wird die Reaktion isotherm in einem 0,8 m langen Rohrreaktor mit einem Durchmesser von 3,3 cm durchgeführt. Dabei wird der Umsatz XA in Abhängigkeit des eintretenden Molenstroms von CH3CHO(A) gemessen: n A ein [10-7 kmol/s]

9,65

3,16

1,31

0,68

0,425

XA

0,05

0,13

0,24

0,35

0,44

Bestimmen Sie die Reaktionsgeschwindigkeitskonstante und die Reaktionsordnung. Hinweise: Umsatz: X A =

n A ein − n A aus n A ein

Integrationsregel: 1+ x

ò 1− x æ1 + ò ç1− è

dx = − x − 2 ln (1 − x )

2

xö 4 + 4 ln (1 − x ) + x − 4 ÷ dx = xø 1− x 7. In einem Rotationsviskosimeter wurden folgende Daten für Belebtschlamm aufgenommen: dw/dx [1/s] 5,4 62,8 143,4 270,5 690,9 1112,3 1532,1 2164,0

τ [Pa] 1,55 3,22 4,52 6,08 9,87 12,95 15,36 19,33

Das rheologische Verhalten des Schlamms ist nicht-Newtonsch und soll mittels Ostwald-de Waele Ansatz beschrieben werden. Bestimmen Sie aus den Messdaten k und n. Welche rheologischen Eigenschaften besitzt der Schlamm?

1.8 Literatur

47

1.8 Literatur Allgemein Baehr HD, Stephan K (1994) Wärme- und Stoffübertragung. Springer, Berlin Heidelberg New York Beek WJ, Muttzall KMK, van Heuven JW (1999) Transport Phenomena. 2 Aufl, John Wiley & Sons Ltd, Chichester Brauer H (1971) Stoffaustausch. Verlag Sauerländer, Aarau Kögl B, Moser F (1981) Grundlagen der Verfahrenstechnik. Springer, Wien Mersmann A (1986) Stoffübertragung. Springer, Berlin Heidelberg New York Speziell Boger DV, Yeow YL (2002) Fluid Mechanics. In: Ullmann's Encyclopedia of industrial chemistry. 7. Aufl, Wiley-VCH, Weinheim Boussinesq J (1877) Essai sur la théorie des eaux courantes. Mémoires présentés par divers savants à l'Académie des Sciences Paris, T 23 u. 24 Eyring H (1936) Viscosity, plasticity, and diffusion as examples of absolute reaction rates. J Chem Phys 4:283–291 Fick A (1855) Über Diffusion. Poggendorffs Ann Phys Chem 94:59–86 Fourier JB (1821) Theorie analytique de la chaleur. Paris Landolt-Börnstein (1960) Zahlenwerte und Funktionen. Springer, Berlin Heidelberg New York Mersmann A (1980) Thermische Verfahrenstechnik. Springer, Berlin Heidelberg New York Navier M (1827) Memoire sur les Lois du Mouvement des Fluides. Mem. De l'Acad D Sci 6:389–416 Newton I (1701) Phil Trans Roy Soc 22:824 Patankar SV (1980) Numerical Heat Transfer and Fluid Flow. Hemisphere Publishing Corporation, Washington Perry RH, Green DW, Maloney JO (1984) Perry's Chemical Engineers' Handbook. 6th Edition, McGraw-Hill, New York Schade H, Kunz E (1989) Strömungslehre. 2. Aufl, Walter de Gruyter, Berlin New York Schütt E, Nietsch T, Rogowski A (1990) Prozessmodelle Bilanzgleichungen in der Verfahrenstechnik und Energietechnik. VDI-Verlag, Düsseldorf Stefan J (1871) Über das Gleichgewicht und die Bewegung, insbesondere die Diffusion von Gasmengen. Sitzungsb Akad Wiss Wien 63:63–124 Stokes GG (1849) On the Theories of the Internal Friction of Fluids in Motion, and of the Equilibrium and Motion of Elastic Solids. Trans Cambr Phil Soc 8:287–319 VDI (Hrsg) (2002) VDI-Wärmeatlas. 9. Aufl, VDI-Verlag, Düsseldorf Versteegt HK, Malalasekera W (1995) An introduction to computational fluid dynamics. The finite volume methode. Layman, Harlow

2 Diffusion in ruhenden Medien

Der Stofftransport durch Diffusion erfolgt weitgehend analog zur Wärmeleitung. Allerdings zeigen Stofftransportprobleme eine deutlich größere Anzahl und höhere Komplexität der Randbedingungen. Die heterogene Katalyse ist ein typisches Beispiel für eine solche komplexere Randbedingung (s. Abschn. 1.5.1). In diesem Kapitel wird zunächst der einfachste Anwendungsfall behandelt, die reine stationäre Diffusion durch eine ebene Wand. Im Anschluss wird der Einfluss homogener und heterogener Reaktionen auf die Diffusion dargestellt. Der zweite Teil des Kapitels befasst sich mit der instationären Diffusion. In allen Betrachtungen des Kapitels wird eine Ortsabhängigkeit des Diffusionskoeffizienten vernachlässigt. In technischen Anwendungen ist eine solche Vereinfachung nicht immer zulässig, da ausgeprägte Konzentrations- und insbesondere Temperaturfelder auftreten, die zu einer lokalen Abhängigkeit des Diffusionskoeffizienten führen. Derartige Problemstellungen müssen dann i.a. numerisch unter Verwendung von beispielsweise Computational Fluid Dynamics (CFD) Programmen gelöst werden.

2.1 Stationäre Diffusion Der durch Diffusion innerhalb einer Phase bewirkte Ausgleichsvorgang beruht auf dem Austausch von Stoff (Masse, Molmenge) durch die thermische Molekularbewegung. Diese ist bei Gasen relativ schnell - im Mittel etwa 50 bis 70 m/s -, während sie bei Flüssigkeiten und Feststoffen bedeutend langsamer ist. Daraus folgt, dass die Diffusionsvorgänge je nach Art der Phase, in der sie stattfinden, recht unterschiedlich sind. 2.1.1 Diffusion ohne chemische Reaktion in einer ebenen Schicht In Abb. 2.1 ist eine ebene Wand oder eine unbewegte Fluidschicht mit der Dicke δc dargestellt. Überall an der Unterseite möge die Konzentration cA0, überall an der Oberseite die Konzentration cAδ herrschen, wobei cAδ < cA0 ist. Aufgrund des Konzentrationsgefälles cA0 – cAδ tritt die Stoffstromdichte n Ay in y-Richtung durch die Platte.


50


cAδ

δc cA = f(y)

y

x

0

cA0 nAy

Abb. 2.1. Stationäre Diffusion durch eine ebene Platte oder eine ebene, unbewegte Fluidschicht

Wenn die Gesamtkonzentration ρ bzw. c überall in der Platte gleich ist, gilt für ~ den Stofferhaltungssatz Gl. (1.74) nach Division durch M A: H ∂ cA + ∇ [c A w − (Di + Dt ) ∇c A ] − ν Ar = 0 ∂t

(2.1)

Handelt es sich um eine stationäre, eindimensionale Diffusion in y-Richtung mit ortsunabhängigen Diffusionskoeffizienten Di und treten in der Platte weder H Konvektionsströme ( w = 0) noch chemische Reaktionen ( r = 0) auf, vereinfacht sich Gl. (2.1) zu: DAB

∂ 2c A ∂ y2

=0 .

(2.2)

Die Diffusion wird als äquimolar angesehen, und es gilt die einfachste Form des Fickschen Gesetzes. Dieses Gesetz darf auch bei nichtäquimolarer Diffusion dann angewendet werden, wenn die mittlere Konzentration der diffundierenden Komponente genügend klein ist im Vergleich zur Gesamtkonzentration. Diese Bedingung ist bei der überwiegenden Zahl der praktisch bedeutsamen Diffusionsvorgänge erfüllt. Hierauf ist die große Bedeutung des Fickschen Gesetzes für die äquimolare Diffusion zurückzuführen. Eine zweimalige Integration der Gl. (2.2) liefert: cA = C1 y + C2

(2.3)

Die Integrationskonstanten C1 und C2 ergeben sich aus den Randbedingungen: 1. RB: Für y = 0 ist cA = cA0. 2. RB: Für y = δc ist cA = cAδ. Mit C2 = cA0 und C1 = (cAδ - cA0)/δc erhält man schließlich:

2.1 Stationäre Diffusion

c A − c A0 y = . c Aδ − c A0 δ c

51

(2.4)

Demzufolge liegt ein linearer Zusammenhang zwischen den Größen cA und y vor. Ein lineares Konzentrationsprofil ist nicht nur in einer ebenen Wand, sondern auch in der Fluidschicht zu erwarten, sofern darin keine makroskopische Strömung auftritt. Die Gültigkeit von Gl. (2.4) setzt weiterhin voraus, dass es sich um eine ebene Geometrie handeln muss. 2.1.2 Diffusion mit homogener chemischer Reaktion Bei homogenen Reaktionssystemen ist der diffusive Stofftransport mit einer chemischen Reaktion gekoppelt. Es gibt zahlreiche chemisch-physikalische und technische Vorgänge, bei denen eine Komponente A durch einen Feststoff, eine Paste oder ein makroskopisch unbewegtes Fluid diffundiert und dabei ein Teil des Stoffes A mit einem Reaktanden im festen oder fluiden Medium homogen reagiert. So dringt z.B. Sauerstoff in ein festes oder halbfestes Lebensmittel (Käse, Butter) ein und ist dann wesentlich an Verderbsreaktionen beteiligt. Bei der biologischen Abwasserreinigung gelangt Sauerstoff aus dem Innern einer Luft- oder Sauerstoffblase ins umgebende Abwasser und wird darin von den Mikroorganismen verbraucht. Abbildung 2.2a zeigt, wie eine Komponente A in das Medium B (poröser oder pastenartiger Feststoff oder makroskopisch unbewegtes Fluid) diffundiert und darin chemisch abreagiert. Dabei möge es sich um eine Reaktion erster Ordnung bezüglich der Komponente A handeln. Rechts (b) im Bild ist ein Teil Komponente A Partialdruck pA 0 cA

c*A0

Komponente A Partialdruck pA nAy

nAy 0 cA

y δc

c*A0

y

Komponente B

s

(dcA/dy)y=s = 0

a)

cAδ = 0 Komponente B

b)

Abb. 2.2. Stationäre Diffusion mit homogener chemischer Reaktion (nach [Mersmann 1986]), a) Diffusion mit der Randbedingung (dcA/dy)y=S = 0, b) Diffusion in der Konzentrationsgrenzschicht mit der Dicke δc und Reaktionsfront im Abstand y = δc

52


einer Gasblase dargestellt. An der Blasenoberfläche herrscht die Konzentration c*A0, welche mit dem Partialdruck pA im Innern der Blase im thermodynamischen Gleichgewicht steht. Die Flüssigkeit in der Nähe der Phasengrenzfläche bewegt sich mit der Blase aufwärts, so dass keine zusätzliche Konvektion auftritt. Im Weiteren wird zunächst das Konzentrationsprofil der Komponente A im Medium B und anschließend die Stoffstromdichte von A berechnet. Dies geschieht unter Berücksichtigung der beiden unterschiedlichen Randbedingungen gemäß Abb. 2.2. Weiterhin soll die Diffusion der Komponente A durch das entstehende Reaktionsprodukt AB nicht beeinflusst werden. Ausgangspunkt ist die Stoffbilanz für die Komponente A. Wenn keine konvektiven Ströme vorhanden sind und stationäre Diffusion nur in y-Richtung auftritt, erhält man für eine infinitesimale Schicht mit der Dicke dy aus der Stoffbilanz nach Gl. (2.1):

∂ 2c A

D AB

∂ y2

= k1 c A .

(2.5)

Hierin ist k1 die Reaktionsgeschwindigkeitskonstante der chemischen Reaktion gemäß der Gleichung rA = νA r = - k1cA. Der Index 1 zeigt die Reaktionsordnung 1 an. Diese gewöhnliche Differentialgleichung zweiter Ordnung lässt sich mit folgendem Ansatz lösen: æ

c A = C1 exp ç − ç è

k 1 ö÷ y + C 2 exp D AB ÷ø

æ ç ç è

k1 ö÷ y . D AB ÷ø

(2.6)

Die Randbedingungen der Vorgänge gemäß Abb. 2.2 a und b sind unterschiedlich. Zuerst soll der Fall a behandelt werden. Hierfür lauten die Randbedingungen: 1. RB: Für y = 0 ist cA = c*A0. 2. RB: Für y = s ist

æ dc A ç ç è dy

ö ÷ = ÷ ø y =S

0. (Durch die feste Wand kann A nicht hindurch-

treten.) Unter Verwendung dieser Randbedingungen können die Integrationskonstanten C1 und C2 bestimmt werden, woraus sich folgendes Konzentrationsprofil cA = f(y) ergibt: cA c *A0

cosh =

é êë

k1 s 2 / D AB (1 − y / s )ù

cosh

úû

2

k1 s / D AB

Den Verlauf der Funktionen sinh, cosh und tanh zeigt Abb. 2.3.

(2.7)


53

2

) (Φ sh co

tanh(Φ )

(Φ )

1

sin h

Funktionswert f(Φ)

3

0 0

0,3

1

2

3

Argument Φ

Abb. 2.3. Darstellung der Verläufe der hyperbolischen Funktionen sinh, cosh und tanh

Aus der Kenntnis des Konzentrationsfeldes lässt sich nun die Stoffstromdichte n Ay ( y = 0) der Komponente A, die über die Phasengrenzfläche transportiert wird, berechnen: æ dc A ö ÷ ÷ è dy ø y =0

n Ay ( y = 0) = − D AB çç

(2.8)

Wenn die Konzentration cA in Gl. (2.7) nach der Koordinate y differenziert und der Differentialquotient in Gl. (2.8) eingesetzt wird, erhält man: n Ay ( y = 0) = c *A0 D AB k1 tanh

k1 s 2 . D AB

(2.9)

Gl. (2.9) zeigt, dass die Stoffstromdichte n Ay (y=0) der Oberflächenkonzentration c*A0 und damit bei Gültigkeit des Henryschen Gesetzes (Gl. (1.58)) auch dem Partialdruck pA der Komponente A im Gasraum proportional ist. Dagegen besteht kein einfacher Zusammenhang zwischen der Stoffstromdichte und den Größen DAB sowie k1. Mit Da ≡

k1 s 2 æ Reaktionsgeschwindigkeit ö ç= ÷ ˆ D AB çè Diffusionsgeschwindigkeit ÷ø

(2.10)

54


wird die Damköhlerzahl bezeichnet, die in der vorliegenden Form für eine homogene Reaktion erster Ordnung gilt. Sie lässt sich als das Verhältnis aus Reaktionsgeschwindigkeit k1s und Diffusionsgeschwindigkeit DAB/s deuten. In Abb. 2.4 ist das Ergebnis der Gl. (2.7) für fünf Werte der Damköhlerzahl Da dargestellt. Für Da → 0 stellt sich über den ganzen Querschnitt der ebenen Schicht cA/c*A0 = 1 ein, da die Reaktionsgeschwindigkeit im Vergleich zur Diffusionsgeschwindigkeit verschwindend klein wird. Die chemisch umgesetzten Moleküle der Komponente A werden durch Diffusion sofort nachgeliefert. Innerhalb der Schicht kann die Konzentration der Komponente A daher nicht abnehmen. Die Reaktion ist demzufolge der langsamere der beiden Vorgänge. Im zweiten Grenzfall, Da → ∞, ist die Diffusionsgeschwindigkeit verschwindend klein im Vergleich zur Reaktionsgeschwindigkeit. Bei derartig hohen Reaktionsgeschwindigkeiten wird demzufolge die Diffusion der geschwindigkeitsbestimmende Schritt für den Ausgleich des Konzentrationsprofils. Die Randbedingungen gemäß Abb. 2.2 b unterscheiden sich von Fall a dadurch, dass nicht im Abstand (y = s) von der Phasengrenzfläche dcA/dy = 0 angenommen wird, sondern nunmehr die Komponente A durch eine Konzentrationsgrenzschicht mit der Dicke δc diffundiert und innerhalb dieser Schicht mit dem Reaktanden B reagiert. Außerhalb der Grenzschicht möge überall die konstante Konzentration cAδ herrschen. Die mathematischen Randbedingungen lauten dann:

bez. Oberflächenabstand y/s

0

Phasengrenzfläche

Da → ∞ 100

0,2

10

0,4 1 0,6 0,1 0 0,8

undurchlässige Wand

1 0

0,2

0,4

0,6

0,8

1

bez. Konzentration cA/c*A0

Abb. 2.4. Konzentrationsverteilungen bei stationär verlaufender, homogener Reaktion in einer ebenen Schicht


55

1. RB: Für y = 0 ist cA = c*A0. 2. RB: Für y = δc ist cA = cAδ. Hiermit lassen sich wiederum die Konstanten C1 und C2 des Lösungsansatzes Gl. (2.6) bestimmen und damit der Konzentrationsverlauf: cA c *A0

=

c Aδ / c*A0 sinh

(

)

Da y / δ c + sinh sinh

(

)

Da (1 − y / δ c )

(2.11)

Da

Das Konzentrationsprofil cA = f(y) hängt demzufolge von den Konzentrationen c*A0 und cAδ, der Damköhlerzahl und der Schichtdicke δc ab. Die Stoffstromdichte n Ay ( y = 0) an der Phasengrenzfläche ergibt sich wiederum nach Gl. (2.8) und unter Nutzung von Gl. (2.11) zu: n Ay ( y = 0) = D AB

k1 D AB

é c *A0 ê ëê tanh Da

−

c Aδ sinh

Da

ù ú ûú

.

(2.12)

Hier zeigt sich, dass die Stoffstromdichte nicht der Konzentrationsdifferenz (c*A0 – cAδ) proportional ist. In Abschn. 1.2.4 wurde mit Gl. (1.27) ein Stoffübergangskoeffizient β eingeführt, der als Quotient aus der Stoffstromdichte n Ay und einer Konzentrationsdifferenz ΔcA definiert wurde, also:

β≡

n Ay

Δc A

.

Bei den Beispielen nach Abb. 2.2 b ist es naheliegend, für die treibende Konzentrationsdifferenz ΔcA = c*A0 - cAδ zu setzen. Im Falle einer chemischen Reaktion wird die Verwendung des Stoffübergangskoeffizienten problematisch, da die Stoffstromdichte nicht linear mit der Konzentrationsdifferenz ansteigt. Diese Schwierigkeit wird üblicherweise dadurch umgangen, dass anstelle des Stoffübergangskoeffizienten β für den Fall des rein physikalischen Transports ohne chemische Reaktion das Produkt βE aus Stoffübergangskoeffizient β und einem Beschleunigungsfaktor E benutzt wird. Die Stoffstromdichte beträgt also im Falle der Stoffübertragung mit chemischer Reaktion:

(n Ay ( y = 0 ))R = β E Δ c A .

(2.13)

Wenn die Damköhlerzahl (Gl. (2.10)) viel größer als eins ist, liegt eine schnelle chemische Reaktion mit sehr großer Reaktionsgeschwindigkeitskonstante k1 vor. Die Komponente A reagiert dann schon in einer dünnen Schicht der Dicke δc ab und diffundiert nicht weit in das Medium B. Die Konzentration cAδ im Inneren der

56


Flüssigkeit (y > δc) ist also sehr klein und kann vernachlässigt werden. Dann vereinfacht sich Gl. (2.12), da tanh

Da ≈ 1 ist, zu:

n Ay ( y = 0 ) ≈ c *A0 D AB k1 .

(2.14)

Bei rein physikalischer Absorption ergibt sich mit cAδ = 0: n Ay ( y = 0) = β c *A0 .

(2.15)

Das Verhältnis der Stoffstromdichten nach den Gln. (2.12) und (2.15) ist für cAδ = 0 gleich dem Beschleunigungsfaktor E. Hierfür erhält man mit β = DAB/δc (aus der Filmtheorie, s. Kap. 9): E=

D AB k1 / β 2 tanh D AB k1 / β

(2.16)

. 2

Der Stoffübergangskoeffizient β kennzeichnet die Stoffübertragung für den Fall, dass keine chemische Reaktion auftritt. Der Ausdruck Ha =

D AB k 1 / β 2

wird als Hattazahl bezeichnet. (Diese Namensgebung würdigt die Arbeiten von Hatta, der diese Zusammenhänge erstmalig entwickelte [Hatta 1932].) Abbildung 2.5 zeigt den Zusammenhang zwischen Beschleunigungsfaktor und Hattazahl gemäß Gl. (2.16).

Beschleunigungsfaktor E

102

101

rein physikalischer Stofftransport 100 10-2

10-1

reaktionsbestimmter Stofftransport 0,3

100

2

101

Hattazahl Ha

Abb. 2.5. Zusammenhang zwischen dem Beschleunigungsfaktor E und der Hattazahl Ha

102


57

Mit abnehmender Reaktionsgeschwindigkeitskonstante verringert sich die Beschleunigung der Stoffübertragung. Die Stoffstromdichte nähert sich dem kleinsten Wert bei rein physikalischer Stoffübertragung (E → 1). Für Ha ≤ 0,3 gilt aufgrund der Eigenschaften des Tangenshyperbolikus tanh Ha ≈ Ha und damit E ≈ 1. Wenn andererseits eine sehr schnelle chemische Reaktion vorliegt, also E >> 1 ist, reagiert die Komponente A in einer sehr dünnen Konzentrationsgrenzschicht und gelangt gar nicht ins Innere des Mediums B. Für Ha > 2 ist tanh Ha ≈ 1 und damit E = Ha. Dann spielen weder die Dicke δc (δc → 0) und noch der Stoffübergangskoeffizient β (β → ∞) eine Rolle mehr. Die Stoffübertragung hängt allein noch von der Geschwindigkeit der chemischen Reaktion ab, sofern nur ein Stoffübergangswiderstand in der flüssigen Phase mit der Überschusskomponente B vorhanden ist. (Widerstände in beiden Phasen werden im Teil II behandelt.) Die in diesem Abschnitt durchgeführten Betrachtungen zeigen exemplarisch die Bedeutung der Randbedingungen für die Lösung einer Differentialgleichung. Trotz identischer Differentialgleichungen ergeben sich stark differierende Ergebnisse für die unterschiedlichen Bedingungen. 2.1.3 Diffusion mit heterogener chemischer Reaktion Es wird nochmals das Beispiel gemäß Abb. 2.1 betrachtet, diesmal soll sich jedoch bei y = δc eine Oberfläche befinden, an der eine heterogene chemische Reaktion abläuft, die den Stoff A verbraucht und zu B umsetzt. Heterogene Reaktionen finden an der Grenzfläche zweier aneinandergrenzenden Phasen statt. Bei der heterogenen Katalyse ist dies üblicherweise die Oberfläche des Katalysators, und die Reaktanten befinden sich in dem den Katalysator umgebenden Fluid. Die Reaktionsrate wird dementsprechend vom Transport der Reaktanten zur Grenzfläche und dem Rücktransport der Produkte in das Fluid beeinflusst. Reale Katalysatoren weisen in aller Regel eine poröse Struktur auf, um eine möglichst große Reaktionsoberfläche zu realisieren. Daher findet ein zusätzlicher Stofftransport im Inneren der Poren statt, der durch die Diffusion gesteuert wird. An dieser Stelle werden der Einfachheit halber porenfreie Oberflächen betrachtet, wie sie beispielsweise bei Oxidationsreaktionen, die durch Platindraht katalysiert werden, auftreten. Im Gegensatz zu homogenen Reaktionssystemen sind bei heterogenen Reaktionen Stofftransport und Stoffumwandlung hintereinander geschaltet. Damit ist auch keine Beschleunigung des Stofftransportes möglich, da der Stoffübergangskoeffizient durch die heterogene Reaktion nicht beeinflusst wird. Die beschreibende differentielle Stoffbilanz ist demzufolge wiederum durch Gl. (2.2) gegeben. Die durch zweifache Integration gewonnene Lösung ist wiederum Gl. (2.3). Es ändert sich durch die heterogene Reaktion lediglich die zweite Randbedingung, die nun lautet: 2. R. B.: Für y = δc

58


n Ay ( y = δ c ) = − D AB

∂ cA = −ν A ⋅ rw . ∂y

(2.17)

Der durch den rein diffusiven Stofftransport die Wand erreichende Molenstrom wird durch die Reaktion vollständig verbraucht. Da heterogene Reaktionen an die Oberfläche gebunden sind, wird die Reaktionsrate als flächenbezogene Größe angegeben, beispielsweise für eine Reaktion erster Ordnung: rAw = ν A rw = − k1w c Aw .

(2.18)

Die Größe cAw stellt die Konzentration von A in unmittelbarer Oberflächennähe dar, die sich im Gleichgewicht zur Konzentration von A auf der Oberfläche befindet. Damit ergibt sich für das Konzentrationsprofil (Abb. 2.6 a-c): Da w y cA = 1− c A0 1 + Daw δ c

(2.19)

Hierbei gilt für die Damköhlerzahl Daw: Da w ≡

k1wδ c D AB

(2.20)

Analog zur homogenen Reaktion lässt sich ein Effektivitätsfaktor für den Stofftransport definieren:

η=

c tatsächliche Konzentration an katalytischer Oberfläche = Aw max . mögliche Konzentration an katalytischer Oberfläche c A0

(2.21)

Unter Verwendung von Gl. (2.19) ergibt sich: a) 0 < Daw < ∞ 0

cA0

y=0

cA = f(y)

b) Daw → ∞ 0

c) Daw = 0 cA0

cA = f(y)

0

cA0

c A = f(y)

katalyt. Oberfl. y = δc

cAw

cAw = 0

cAw = cA0

Abb. 2.6. Konzentrationsprofile in einer ebenen Schicht bei einer heterogenen chemischen Reaktion

2.2 Instationäre Diffusion

η=

1 1 + Daw

59

(2.22)

Bei schnellen Reaktionen (Daw → ∞) gilt η → 0 somit cAw → 0 (s. Abb. 2.6, b). Für den Stofffluss gilt dann: n A =

D AB c A0 . δc

(2.23)

Dies ist der rein diffusive Molenfluss für cAw = 0. In diesem Fall ist die Diffusion geschwindigkeitsbestimmend, es liegt eine Diffusionshemmung vor. Für langsame Reaktionen Da → 0 gilt η → l (Abb. 2.6, c). Damit gilt für den Stoffumsatz: n A = k1w c A0 .

(2.24)

Es liegt eine reine Limitierung über die Reaktionskinetik (Reaktionshemmung) vor.

2.2 Instationäre Diffusion Die in Kap. 1 angegebenen partiellen Differentialgleichungen (1.74, 1.80, 1.86) für die allgemeinen Stoffbilanzen umfassen auch die instationären Diffusionsvorgänge. Diese treten in einer großen Zahl technischer Anwendungen auf und werden deshalb hier etwas ausführlicher behandelt. Für die eindimensionale Diffusion der Komponente A in y-Richtung in einem ruhenden ebenen System ohne chemische Reaktion vereinfacht sich Gl. (1.74) zu:

∂ cA ∂ 2c A = D AB . ∂t ∂ y2

(2.25)

Eine der verschiedenen Methoden zur Lösung dieser Gleichung besteht darin, die Variablen zu trennen (s. z.B. [Crank 1956]). Es wird eine Lösung der Form cA = Y(y) T(t),

(2.26)

unterstellt, worin Y und T Funktionen der Ortskoordinate y bzw. der Zeit t sind. Die allgemeine Lösung ergibt sich als Summe von Lösungen: cA =

å (A ∞

m

m =1

(

)

sin (λ m y ) + B m cos (λ m y )) exp − λ 2m D AB t .

(2.27)

Die Konstanten Am, Bm und λm sind durch die Anfangs- und Randbedingungen des Problems zu finden.

60


2.2.1 Instationäre Diffusion ohne chemische Reaktion in einer Platte Betrachtet man die instationäre Diffusion in einer ebenen Schicht mit der Dicke δc und nimmt an, dass die Komponente A am Anfang zur Zeit t = 0 gleichmäßig in der Platte verteilt ist, während an der Oberfläche stets cA = 0 herrscht (s. Abb. 2.7), ergeben sich die Anfangs- bzw. Randbedingungen: cAw = 0 δc

cAw = 0 cA = f(y)

t=0

cA = f(y)

t 3 > t2

cA = f(y)

t1 > 0

cA = f(y)

t 4 > t3

cA = f(y)

t 2 > t1

cA = 0

t→∞

Abb. 2.7. Zeitliche Entwicklung der Konzentrationsprofile in einer ebenen Platte

AB: cA = cAα für t = 0 und 0 < y < δc. 1. RB: cA = 0 für y = 0 und t ≥ 0. 2. RB: cA = 0 für y = δc und t ≥ 0. Die Randbedingungen liefern B m = 0 und λ m =

mπ , δc

und die Anfangsbedingung führt dann zu: c Aα =

åA ∞

m

m =1

sin

æ mπ ç ç δ c è

yö ÷ ÷ ø

für 0 < y < δ c .

Durch Multiplikation beider Seiten dieser Gleichung mit sin

(2.28) æ pπy ö ç ÷ ç δ ÷ è c ø

und Integ-

ration von 0 bis δc ergeben sich folgende Beziehungen: δc

æ mπ æ pπ y ö ç ÷÷ sin çç ò sin ç δ è c ø è δc 0

ì0 für m ≠ p , yö ÷÷ dy = ïíδ c ø ï 2 für m = p î

(2.29)


61

Alle Terme mit geraden Werten von m verschwinden. Außerdem ergibt sich Am zu: Am =

4 c Aα mit m = 1,3,5... mπ

Die allgemeine Lösung lautet somit: c A ( y ,t ) 4 = π c Aα sin

æ ç ç è

å 2 n1+ 1 exp (− D ∞

AB

n =0

(2 n + 1)2 π 2 t / δ c2 )

(2.30)

(2 n + 1)πy ö÷ δc

÷ ø

Hierin ist m = (2n+1), so dass die Größe n die Werte n = 0,1,2,... annimmt. Gl. (2.30) konvergiert gut für mittlere und lange Zeiten. Die in Gl. (2.30) auftretende Parameterkombination DAB t/δc2 ist die charakteristische dimensionslose Größe für instationäre Stofftransportvorgänge. Sie wird als Fourierzahl bezeichnet: Fo ≡

D AB ⋅ t

(2.31)

δ c2

Eine etwas andere Lösung ergibt sich für den Fall, dass am Anfang (t = 0) die Platte keinen Stoff A enthält (cA = 0) und an der einen Oberfläche (y = 0) die Konzentration cAw und an der Oberfläche (y = δc) die Konzentration cAδ aufrecht erhalten wird. Die Anfangs- und Randbedingungen lauten dann: AB: cA = 0 für 0 < y < δc und 1. RB: cA = cAw für y = 0 und 2. RB: cA = cAδ für y = δc und

t = 0. t > 0. t > 0.

Die Lösung für diesen Fall lautet:

(c A ( y ) − c Aw ) − (c Aδ 2 = π

− c Aw )

y δc

æ D n 2π 2 t ö æ nπ y ö c Aδ cos(nπ ) − c Aw ÷ ÷ exp ç − AB sin çç ÷ 2 ç ÷ n δ δ c è ø n =1 c è ø

å ∞

.

(2.32)

Nach unendlich langer Zeit (t → ∞) verschwindet die rechte Seite dieser Gleichung (1/e∞ = 0), und der Vorgang wird stationär. Das Konzentrationsprofil in der Platte ist dann linear und identisch mit Gl. (2.4) (vgl. Abb. 2.1): c A ( y ) − c Aw y = . c Aδ − c Aw δc

62


Weitere Lösungen von Gl. (2.25) ergeben sich bei veränderten Randbedingungen. Exemplarisch sei hier der sogenannte unendliche Halbraum betrachtet. Hierunter ist eine Schicht zu verstehen, deren eine Seite begrenzt ist, während auf der anderen Seite eine Diffusion in einem unbeschränkten Raum stattfindet. In diesem Fall lauten die Anfangs- und Randbedingungen: für 0 < y < ∞ und t = 0 AB cA = 0 1. RB cA = cAw für y = 0 t>0 2. RB cA = cA∞ für y → ∞ t>0 Als Lösung für die dimensionslose Konzentration ξ ergibt sich in diesem Fall:

ξ ( y, t ) ≡

c A ( y , t ) − c A∞ = 1 − erf c Aw − c A∞

æ ç ç è

y 4 DAB t

ö ÷ ÷ ø

(2.33)

In Abb. 2.8 ist der Verlauf der Errorfunktion erf ( x ) =

x

2

π

e −t dt 2

ò

(2.34)

0

dargestellt. Abbildung 2.9 enthält die mit Gl. (2.32) beschriebene zusätzliche Konzentrationsverteilung. Die Verschiebungen, die einzelne Moleküle infolge der Brownschen Molekularbewegung ausführen, lassen sich mit einer Verteilungsfunktion erfassen. Als mittlere Verschiebung ergibt sich (s. z.B. [Jost 1972]):

Δy 2 = 2 D AB t

(2.35)

erf(x)

y=

x

1

0,5 erf (x ) =

0

0

0,5

1

x Abb. 2.8. Error-Funktion

2

x

π ò 0

2

exp( −t )dt

1,5

2


63

0,8

0,6

0,4

DA

1c

t=

B

5 0,

0,2

2 cm

m

cm

Bez. Konzentration ξ (y, t)

1

0 0

1

2

3

cm

4

Eindringtiefe y

Abb. 2.9. Konzentrationsverteilung durch Diffusion für den unendlichen Halbraum

Demzufolge benötigen Moleküle zum Zurücklegen einer Distanz 1 cm in: Gasen (DAB = 5 ⋅ 10-5 m²/s) Flüssigkeiten (DAB = 10-10 m²/s) Feststoffen (DAB = 10-12 m²/s)

Δy 2 von

t≈1s t = 5,8 Tage t = 1,6 Jahre

Der gleiche Sachverhalt lässt sich auch anhand von Abb. 2.9 erkennen. Diese Werte verdeutlichen, dass in Flüssigkeiten allein aufgrund der Diffusion keine wirtschaftliche Vermischung möglich ist. Der instationäre Stofffluss in das Medium hinein berechnet sich aus Gl. (2.33) gemäß: n A

y =0

= − DAB

dc A dy

= D AB y =0

c Aw − c A∞

π DAB t

(2.36)

Die Tangente an den Konzentrationsverlauf bei y = 0 geht demzufolge durch den Punkt cA = cA∞ für y =

π D AB t . Die Distanz y =

π D AB t wird als Penet-

rationstiefe bezeichnet, die die Strecke repräsentiert, innerhalb derer der Konzentrationsunterschied cAw – cA∞ bei y = 0 auf 20 % des ursprünglichen Werts abgefallen ist. Gleichung (2.36) ist eine der wichtigen Beziehungen für technische Stofftransportvorgänge, sie wird als Penetrationstheorie bezeichnet (s. Kap. 9). Die Zahl er-

64


folgreicher Anwendungen von Gl. (2.36) ist sehr hoch, da die Bestimmung einer charakteristischen Zeit für den Stofftransport in vielen technischen Fällen möglich ist. Als Beispiel seien Gaswäscher genannt, in denen Tropfen in einen Gasstrom eingedüst werden und während ihres Fallweges aus der Gasphase eine oder mehrere Komponenten aufnehmen. Wenn die Penetrationstiefe

π D AB t geringer als

der Tropfenradius R ist, kann vereinfachend angenommen werden, dass die Flüssigkeit halbunendlich ausgedehnt ist. Die Beziehung

π DAB t t ist. Diese Tatsache leitet sich aus der integralen Massenbilanz ab und stellt ein sehr scharfes Kriterium zur Überprüfung der Genauigkeit experimentell aufgenommener F(t) Kurven dar. Um den Verlauf von E(t) oder F(t) an einem technischen Apparat zu ermitteln, wird in der Regel eine Markierungssubstanz (Tracer) verwendet, die am Eintritt in den Reaktor zugegeben wird. Dies kann z.B. in Form eines kurzzeitigen Pulses (Stoßsignal) erfolgen, wodurch am Ausgang mit einem geeigneten Detektor die Verteilungsdichte E(t) aufgenommen werden kann. Wird der Tracer ab dem Zeitpunkt t = 0 kontinuierlich, also in Form eines Stufen- oder Sprungsignals zugegeben, so erhält man am Ausgang des Reaktors das Signal der Verteilungssumme F(t). Stellt man einen ideal durchmischten Rührkessel einem mit Kolbenprofil durchströmten Rohrreaktor gegenüber, so erhält man die beiden Grenzfälle, zwischen denen sich alle realen Apparatedurchströmungen bewegen (Abb. 3.7).

86

3 Beschreibung von Ausgleichsvorgängen in technischen Systemen

Eingangssignal

Ausgangssignal E(t)

c cein

t

→∞ ~ Kolbenströmung

-1

Stoß

0

idealer Rührkessel

0

t

c

F(t)

1

1

t

t

Kolbenströmung

Sprung idealer Rührkessel

0

0

t

0

t

t

Abb. 3.7. Stoß- und Sprungantwort im idealen Rührreaktor und bei Kolbenströmung

Die Modellierung einer Kaskade idealer Rührkessel wird häufig für die Nachbildung des Verhaltens von technischen Reaktoren verwendet. Dabei wird vorausgesetzt, dass jeder Rührkessel ideal durchmischt ist, und dass kein Rücktransport von Stoff in einen zuvor durchströmten Kessel möglich ist. Mit t∗ = t

V t = V ges t ges

(3.19)

wird eine dimensionslose Zeitkoordinate und mit

ξ=

c c ein

(3.20)

eine dimensionslose Tracerkonzentration eingeführt. Am Ausgang der Rührerkaskade (wie auch bei jedem anderen zu untersuchenden System) kann bei Aufgabe eines Konzentrationssprungs die Funktion F (t ∗ ) = ξ (t ∗ ) =

c (t *) c ein

(3.21)

direkt aufgenommen werden. Damit können E(t*) bzw. F(t*) bestimmt werden, die wiederum durch E(t*) = dF(t*) verknüpft sind. Hieraus lässt sich ebenfalls folgender Zusammenhang zwischen E(t) und E(t*) herleiten:

3.3 Verweilzeitverteilungen

E(t*) = E(t) ⋅ t

87

(3.22)

Die analytische Lösung für die zeitabhängige bezogene Austrittskonzentration des Tracers an einem einzelnen ideal durchmischten Kessel kann anhand der integralen Bilanz V ges

dc = V (cein − c ) dt

dξ

bzw.

dt ∗

= 1−ξ

(3.23)

durch Integration unter Verwendung der Anfangsbedingung c (t = 0) = 0 gewonnen werden: ∗

ξ (t ∗ ) = 1 − e − t .

(3.24)

Löst man die Bilanzen für eine zwei- und dreistufige ideale Rührkesselkaskade ebenfalls, kann durch Vergleiche der Lösungen auf die Lösung der n-stufigen Rührerkaskade geschlossen werden: F (t ∗ ) = ξ (t ∗ ) = 1 − e ( − nt

∗

å n

)

i =1

(nt ∗ ) i −1 . (i − 1)!

(3.25)

Durch Ableitung von F(t*) ergibt sich die Verteilungsdichtefunktion E(t*): E (t ∗ ) = n ⋅ e ( −nt

∗

)

(nt ∗ ) n −1 (n − 1)!

(3.26)

Die Funktionen E(t*) und F(t*) sind in den Abb. 3.8 und 3.9 über t* für verschiedene Werte der Rührkesselanzahl dargestellt. Die Grenzfälle n = 1 und n→∞ ∼

Verteilungsdichtefunktion E(t*)

1,4

10

1,2 5

1 3 2

0,8 0,6

n=

1

0,4 0,2 0

0

1

2 dimensionslose Zeit t*

Abb. 3.8. Stoßantwort einer idealen Rührkesselkaskade

3

88


Verteilungssummenfunktion F(t*)

1

0,8

0,6

0,4 n

0,2

0

=

1 2

3

5

10

0

n→∞ 1

2

3

dimensionslose Zeit t*

Abb. 3.9. Sprungantwort einer idealen Rührkesselkaskade

n → ∞ geben die oben diskutierten Strömungsformen ideale Durchmischung und Kolbenströmung wieder. Die Verteilungsdichte weist ein Maximum für t* = (n-1) / n auf. Für die Varianz der E(t*) Funktion gilt:

σ2 =

1 n

(3.27)

Technisch bedeutet dies, dass für Prozesse, die eine möglichst enge Verweilzeitverteilung benötigen, eine Rührkesselkaskade mit einer entsprechend großen Anzahl von Rührkesseln einzusetzen ist. Alternativ kann grundsätzlich auch ein Strömungsrohr verwendet werden. Dies ist allerdings nicht immer realisierbar, wie z.B. bei den meisten zweiphasigen Systemen, die sich aufgrund von Dichteunterschieden trennen. Grundsätzlich kann der Vermischungszustand auch mit Hilfe des Dispersionsmodells beschrieben werden. Hierzu muss lediglich die differentielle Massenbilanz ∂ξ ∂ξ 1 ∂ 2ξ =− + ∂t* ∂ z * Bo ∂ z * 2

(3.9b)

für das jeweilige Eingangssignal gelöst werden. Für ein stoßförmiges Signal (zum Zeitpunkt t = 0, am Eintritt z = 0 des Apparates) lässt sich eine analytische Lösung (s. Abb. 3.10) bestimmen. Die vereinfachte Lösung für den Fall Bo > 100 lautet bei einem Fehler kleiner 5 % E =ξ =

Bo Bo ù é exp ê− (1 − t * )2 4π 4 úû ë

(3.28)

3.3 Verweilzeitverteilungen

89

→∞ ∼

1,5

0,5

0 0

0,5

Bo → ∞

0

500

=

40

Bo

1

0,5 5 10

Verteilungsdichtefunktion E(t*)

2

1

1,5

2

dimensionslose Zeit t*

Abb. 3.10. Verweilzeitdichteverteilungen E(t*) für verschiedene Bodensteinzahlen

und stellt eine Gaußverteilung dar. Für große Bodensteinzahlen liegt das Maximum von E bei t* = 1. Für kleine Werte von Bo (< 100) verschiebt sich das Maximum zu t* < 1. Um experimentell bestimmte E(t*) Kurven an eine theoretische Kurve anpassen zu können, lassen sich die Varianzen vergleichen. In einem Apparat mit vernachlässigbaren Einlaufeffekten lässt sich aus der Lösung von Gl. (3.9b) die Varianz berechnen

σ2 =

2 2 − (1 − exp (− Bo)) Bo Bo 2

(3.29)

die sich für Bo > 100 noch weiter vereinfacht zu:

σ2 =

2 Bo

(3.30)

Die Gegenüberstellung der Gln. (3.27) und (3.30) zeigt, dass das Dispersionsmodell und die Rührkesselkaskade für hohe Bodensteinzahlen ineinander überführt werden können mittels: n=

Bo 2

(3.31)

Experimentell bestimmte Verweilzeitverteilungen können zur Identifikation von Fehlfunktionen eines Apparates insbesondere eines Reaktors eingesetzt wer-

90


den. Abbildung 3.11 illustriert zwei typische Fälle. Ein Kurzschlussstrom ist im Anfangsbereich der Dichtefunktion erkennbar, da ein großer Anteil des Fluids eine sehr viel kürzere Verweilzeit aufweist. Befinden sich Totzonen im Apparat, so weist ein vergleichsweise großer Fluidanteil relativ lange Verweilzeiten auf, die zu einem verzögerten Abklingen der E(t)-Kurve ("Tailing") führen. In diesem Fall . ist die gemessene mittlere Verweilzeit geringer als der minimale Wert t = V/V Wenn im umgekehrten Fall aus dem E(t)-Diagramm eine wesentlich längere Verweilzeit folgt, dann ist dies u.a. auf Adsorptions/Desorptions-Effekte zurückzuführen. Treten zwei oder mehr Phasen auf (z.B. Gas/Flüssigkeits-Systeme), wird die Analyse erheblich schwieriger, da die Verweilzeitverteilungen für sämtliche Phasen berücksichtigt werden müssen. Für die kontinuierlichen Phasen ergeben sich hierbei keine Änderungen im Vergleich zum einphasigen System. Der Vermischungszustand der dispersen Phase hängt dagegen von Koaleszenz- und Zerteilungsvorgängen der Tropfen oder Blasen ab. Dabei wird die Koaleszenz nicht nur durch die Kollisionsfrequenz der Tropfen bzw. Blasen bestimmt, sondern auch durch das Stoffverhalten. Die Koaleszenzneigung wird neben der Grenzflächenspannung durch oberflächenaktive Substanzen beeinflusst. Die Zerteilvorgänge werden durch turbulente Wirbel ausgelöst und hängen demzufolge von der Turbulenz und damit dem gesamten Strömungszustand ab.

Anteil der Elemente die durch Kurzschluss strömen E(t)

A Ungleichmäßig gefülltes Festbett (Kurzschluss)

B Blockierter Bereich eines Festbetts (Totzone)

E(t)

Zeit t

Tailing durch langsamen Austausch in der Totzone

Zeit t

Abb. 3.11. Beispiele für eine Kurzschlussströmung (A) und Totzonen (B) mit dem zugehörigen E(t)-Diagramm

3.4 Aufgaben

91

3.4 Aufgaben 1. In einem Membranbioreaktor (s. Abb.) befinden sich 23 L belebter Schlamm2. Diesem werden stündlich 2 L Abwasser mit einer CSB-Konzentration3 von 4000 mg/L zugeführt. Über die Membran wird das bis auf 400 mg CSB/L gereinigte, organismenfreie Wasser abgezogen. Täglich werden 500 ml Probe aus dem Reaktor entnommen. Berechnen Sie unter der Annahme, dass es sich um einen ideal durchmischten Reaktor handelt, die Reaktionsstromdichte rCSB .

gereinigtes Abwasser 400 mgCSB/L Zulauf 4000 mgCSB/L

Probenahme

Luft

Schematische Darstellung eines Membranbioreaktors

2. Es sollen ein Rohrreaktor und ein Rührkessel betrachtet werden, in denen eine Reaktion erster Ordnung mit einer Reaktionsgeschwindigkeitskonstante von k = 0,87 ⋅ 10-2 1/s abläuft. a) Wie lang muss die Verweilzeit im Rohrreaktor bemessen sein, wenn der bestimmende Reaktionspartner mit 1,25 kmol/m³ in den Reaktor eintritt und sein Umsatz 80 % betragen soll? Welche Konzentration liegt am Reaktoraustritt vor? b) Wie ändern sich Umsatz und Austrittskonzentration, wenn die gleiche Reaktion in einem kontinuierlichen, ideal durchmischten Rührreaktor mit gleicher mittlerer Verweilzeit durchgeführt wird? c) Wie sind die Unterschiede zu erklären? 3. Für eine zweistufige Kaskade idealer Rührkessel (jeder mit einer Verweilzeit von t /2) soll die Verweilzeitdichte- und die Verweilzeitsummenfunktion hergeleitet werden. Die Ergebnisse sind mit den Gln. (3.25 und 3.26) zu vergleichen. 2

3

Unter belebtem Schlamm versteht man eine Suspension von Mikroorganismen, die unter Belüftung Abwasserinhaltsstoffe abbauen. Der CSB (Chemischer Sauerstoffbedarf) ist die auf das Flüssigkeitsvolumen bezogene Masse an Sauerstoff, die benötigt wird, um organische Stoffe auf chemischem Wege zu oxidieren; er ist also ein pauschales Maß für die organische Schadstoffkonzentration eines Abwassers.

92


4. Es ist zu zeigen, dass die in Abb. 3.6 schraffierten Flächen F1 und F2 für totraumfreie Apparate stets übereinstimmen. 5.4 In einer kontinuierlichen Desodorierungsanlage werden Aromastoffe aus Speiseölen entfernt. Zur Zeit t = 0 wird der Zulauf von Bohnenöl auf Kokosnussöl umgestellt. Am Austritt wird die Konzentration mittels Brechungsindexmessung in Abhängigkeit der Zeit bestimmt. Zeit t in min 30 40 45 50 55 60 65 70 80

Kokosnussöl in % 0 5 16,5 34,5 52 70,5 83 92 99

a) Wie groß ist die mittlere Verweilzeit? b) Wieviele ideale Rührkessel in Reihe würden die gleiche Verweilzeitverteilung ergeben? c) Wie groß ist die mit dem Dispersionsmodell berechnete Bodensteinzahl? 6. Für einen Strahldüsenreaktor, einen speziellen verfahrenstechnischen Apparat (Abmessungen s. Abb.), der häufig für Gas/Flüssigkeits-Reaktionen mit kurzer Verweilzeit eingesetzt wird, soll das Vermischungsverhalten bestimmt werden. Zu Vg,aus

Daten D

D = 450 mm d = 60 mm HF

d HR Vg,ein

HF = 1150 mm HR = 1150 mm Vf = 5,1 m3/h

Vf,aus Vf,ein Schematische Darstellung des Strahlschlaufenreaktors

4

nach [Beek et al. 1999]

3.4 Aufgaben

93

diesem Zweck wird die Verweilzeitverteilung mit NaCl-Lösung als Tracer aufgenommen. Die Salzlösung wird durch Ausnutzung der Selbstansaugung (Prinzip Wasserstrahlpumpe) isokinetisch annähernd als Stoß zugegeben und die Leitfähigkeit im Ablauf als Funktion der Zeit gemessen. Hieraus resultiert die dargestellte Sprungantwort. 1. Bestimmt werden sollen a) die mittlere Verweilzeit t des Reaktors sowie b) die Standardabweichung σt und die Varianz σt2. 2. Wie vielen Kesseln in Reihe entspricht dieser Reaktor analog zum Modell der Kaskade idealer Rührkessel? 3. Wie ist das Mischverhalten des Strahldüsenreaktors zu bewerten?

Verteilungssumme F(t)

1 0,8 0,6 0,4 0,2 0 0

20

40

60

80 100 Zeit t

120

s

160

Experimentell bestimmte Sprungantwort des Strahlschlaufenreaktors

7. Eine Verweilzeitmessung mit einem Stoßsignal führte zu folgendem Ausgangssignal des kontinuierlich einphasig betriebenen Apparates: Zeit t [min] 0 5 10 15 20 25 30 35

Tracer Konzentration [g/L] 0 3 5 5 4 2 1 0

a) Es ist der Verlauf E(t) sowie E(t*) graphisch darzustellen. b) Unter der Annahme, dass das Antwortverhalten mittels des Dispersionsmodells erfasst werden kann, ist die Bodensteinzahl zu bestimmen.

94


3.5 Literatur Allgemein Dialer K, Löwe A (1975) Chemische Reaktionstechnik. Carl Hauser Verlag, München Fitzer E, Fritz W (1982) Technische Chemie. 2. Aufl, Springer, Berlin Heidelberg New York Hayes RE (2001) Introduction to Chemical Reactor Analysis. Gordon and Breach Science Publishers, Amsterdam Jakubith M (1998) Grundoperationen und chemische Reaktionstechnik. Wiley-VCH, Weinheim Levenspiel O (1999) Chemical reaction engineering. 3. Aufl, Wiley, New York Westerterp KR, van Swaaij WPM, Beenackers AACM (1984) Chemical Reactor Design and Operation. John Wiley & Sons Westerterp KR (1992) Principles of Chemical Reaction Engineering. In: Ullmann's Encyclopedia of Industrial Chemistry, VCH-Verlag, Weinheim Speziell Hiby JW (1979) Definition und Messung der Mischgüte in flüssigen Gemischen. Chem Ing Tech 51:704–709

4 Strömungen in Rohren

Transportvorgänge bei der Strömung von Fluiden in Rohren stellen ein klassisches Feld der Verfahrenstechnik dar. Aufgrund der hohen technischen Relevanz liegt ein außerordentlich umfassendes Wissen auf diesem Gebiet vor. Neben der Anwendungsnähe kommt diesem Kapitel aber auch noch weitergehende Bedeutung zu. Die hier diskutierten Grundlagen werden für eine große Zahl komplexerer verfahrenstechnischer Problemstellungen genutzt, indem diese durch geschickte Vereinfachungen auf die Vorgänge bei der Rohströmung zurückgeführt werden. Eine solche Vorgehensweise bei der Erstellung mathematischer Modelle für komplexe Aufgabenstellungen – die Vereinfachung und anschließende Rückführung eines Problems auf gut beschriebene Grundlagenphänomene – stellt eine für die Verfahrenstechnik typische Strategie dar.

4.1 Impulstransport 4.1.1 Laminare Rohrströmung Bei der laminaren Rohrströmung bewegen sich die Fluidelemente auf parallelen Stromfäden, ohne einen Platzwechsel quer zur Strömungsrichtung auszuführen. Druckverlust und Geschwindigkeitsprofil lassen sich theoretisch herleiten. Hierzu werden die in Kap. 1 aufgeführten Navier-Stokes Gleichungen angewandt. Das Differentialgleichungssystem wird durch folgende physikalische Bedingungen stark vereinfacht: 1. Aus Symmetriegründen sind die Geschwindigkeitsprofile rotationssymmetrisch, daher existiert kein Einfluss des Winkels ϕ (u.a. wϕ = 0). 2. Die Fluidelemente bewegen sich auf parallelen Stromfäden in z-Richtung, daher gilt wr = 0. ∂ wz ∂ wz 3. Die Strömung ist stationär und ausgebildet: = =0 ∂t ∂z Bei laminarer Rohrströmung führen die Navier-Stokes Gleichungen zu einer einzigen Differentialgleichung: −

dp 1 d æ dw z +η çr dz r dr çè dr

ö ÷÷ = 0 ø


(4.1)

96


Der Druckverlust wird durch die Schubspannungen an der Wand verursacht. Diese resultieren aus dem Geschwindigkeitsgradienten, der wiederum bei der vollständig ausgebildeten Strömung konstant ist. Daher gilt für den Druckgradienten dp/dz = (p2-p1)/Δl = const. < 0. Die Integration von Gl. (4.1) führt zu: r

dw z Δp 1 r 2 = + C1 dr Δl η 2

(4.2)

Aufgrund der Symmetrie ist der Gradient dwz/dr in der Rohrachse (r = 0) gleich null und damit auch C1:

Δpr 2 = 2r Δlη

dw dr

(4.3)

Das gleiche Ergebnis folgt aus einer einfachen Kräftebilanz an dem in Abb. 4.1 dargestellten Fluidzylinder:

Δpπ r 2 = 2 π r Δlτ z = 2 π r Δlη

dw dr

(4.4)

Die Integration führt unter Berücksichtigung der Wandhaftbedingung w (r = R) = 0 zu: w( r ) =

(

1 Δp 2 r − R2 4η Δl

)

(4.5)

In Abb. 4.1 wird dieses parabolische Geschwindigkeitsprofil dargestellt. Durch Integration über die Fläche ergibt sich der Volumenstrom, der für technische Zwecke bedeutsam ist: A

R

. π R 4 (−Δp ) V = ò w (r ) dA = ò w (r ) 2 π r dr = 8η Δl 0 0

r

R

τz (r) r

z p1

(4.6)

1

w (r) 2

Δl

τz (r)

p2 0

wmax =2w

R (p2 - p1) 2 Δl

0

Abb. 4.1. Kräftebilanz sowie radiale Geschwindigkeits- und Schubspannungsverteilung bei der laminaren Rohrströmung

4.1 Impulstransport

97

Diese Beziehung, auch Hagen-Poiseuille Gleichung genannt, verknüpft den längenbezogenen Druckverlust mit dem Volumenstrom. Die mittlere Geschwindigkeit w ergibt sich gemäß: .

w=

V

πR

2

=

R 2 ( − Δp ) 8η Δl

(4.7)

Die maximale Geschwindigkeit in der Rohrachse berechnet sich nach: w max = w ( r = 0 ) =

R 2 ( −Δp ) =2 w 4 η Δl

(4.8)

4.1.2 Turbulente Strömung Bei turbulenter Strömung führt der stark erhöhte Impulsaustausch quer zur Strömungsrichtung zu einer Verflachung des Geschwindigkeitsprofils (s. Abb. 4.2), gleichzeitig nimmt der Geschwindigkeitsgradient an der Wand zu. Die Stauchung des Geschwindigkeitsprofils kommt besonders deutlich durch das Verhältnis der maximalen Geschwindigkeit wmax in der Rohrachse zur mittleren Geschwindigkeit w zum Ausdruck. Das Verhältnis wmax/ w beträgt bei laminarer Strömung 2 und bei turbulenter Strömung etwa 1,2. Für viele Fälle lässt sich das Geschwindigkeitsprofil bei der turbulenten Strömung in Rohren näherungsweise durch die empirische Beziehung w wmax

yö ÷ è Rø æ

=ç

n

(4.9)

sehr gut wiedergeben. Hierin ist y = R - r der Wandabstand und n ein mit der Reynoldszahl schwach veränderlicher Wert. Bei mittleren Werten der Reynoldszahl, Re = wd /ν, etwa Re = 104 bis 105, kann man n = 1/7 setzen. Da dieser Wert der am häufigsten angewendete ist, wird Gl. (4.9) auch als 1/7-Potenzgesetz [v. Kármán 1921] bezeichnet. Infolge der Turbulenz tritt ein erhöhter Impulsaustausch auf, dessen Beschreibung z.B. mit dem in Abschn. 1.3 bereits vorgestellten Ansatz

τ t = ρν t

dw dy

(1.37a)

erfolgen kann. Ursächlich hierfür sind die turbulenten Schwankungen, die von Fluidteilchen unterschiedlicher Größe (Turbulenzballen) ausgeführt werden. Diese Ballen bestehen aus hinreichend vielen Molekülen, so dass die Bilanzgleichungen weiterhin gelten. Bei technischen Wärme- bzw. Stoffübertragungsprozessen besteht weniger Interesse an den zeitlich veränderlichen Schwankungswerten als

98


Örtliche Geschwindigkeit w

2w

~1,2 w

Laminare Strömung

Turbulente Strömung

w

0 Radiale Koordinate

R r

Abb. 4.2. Geschwindigkeitsprofile bei der Rohrströmung

vielmehr an den Mittelwerten. Diese sind jedoch nicht einfach zu bestimmen, denn als Folge der Nichtlinearität der konvektiven Glieder in den Bilanzgleichungen haben Geschwindigkeits-, Temperatur- und Konzentrationsschwankungen auch einen Einfluss auf die Mittelwerte. Die mit diesen gebildeten Bilanzgleichungen enthalten zusätzliche Ausdrücke, die sich nicht aus den Gleichungen selbst ergeben. Die Gleichungen werden als Reynolds-gemittelte Navier-Stokes Gleichungen bezeichnet (Reynolds-averaged Navier-Stokes equations, RANS). Die Aufspaltung der Geschwindigkeit in Mittelwert und Schwankungsgeschwindigkeit w = w + w'

führt zu folgender Kontinuitätsgleichung für inkompressible Fluide:

∂ (w x + w'x ) + ∂ (w y + w'y )+ ∂ (w z + w'z ) ∂x ∂y ∂z w w ' ∂ ∂ ∂ w x ∂ w'x ∂ w z ∂ w'z y y = + + + + + =0 ∂x ∂x ∂y ∂y ∂z ∂z

(4.10)

Nach zeitlicher Mittelung bleibt:

∂ w x ∂ w y ∂ wz + + =0 ∂x ∂y ∂z

(4.11)

4.1 Impulstransport

99

Für die konvektiven Glieder in der Impulsgleichung kann man unter Berücksichtigung der Kontinuitätsgleichung auch schreiben (beispielhaft nur für die Bilanz in x-Richtung): wx

∂ wx ∂ wx ∂ wx ∂ ∂ ∂ + wy + wz = wx wx + wx w y + wx wz ∂x ∂y ∂z ∂x ∂y ∂z

(4.12)

Für die turbulente Strömung ergibt sich:

[

∂ [(w x + w'x ) (w x + w'x )] + ∂ (w x + w'x ∂x ∂y ∂ [(w x + w'x ) (w z + w'z )] + ∂z ∂ (w x w x + w x w'x + w x w'x + w'x w'x ) = ∂x ∂ (w x w y + w x w'y + w'x w y + w'x w'y ) + ∂y ∂ (w x w z + w x w'z + w'x w z + w'x w'z ) + ∂z

) (w y + w'y )]

(4.13)

Nach zeitlicher Mittelung verschwinden alle in w' linearen Glieder und es resultiert: æ ç wx ç è

∂ wx ∂ wx ∂ wx ö ∂ wx ∂ wx ∂ wx ÷ = wx + wy + wz + wy + wz ∂x ∂y ∂ z ÷ø ∂x ∂y ∂z

(4.14)

∂ ∂ ∂ + w'x w'x + w'x w' y + w'x w'z ∂x ∂y ∂z Die auf diese Weise resultierenden Gleichungen stimmen mit denen für die laminare Strömung überein bis auf die Glieder der Form w' i w'j , die den Einfluss der turbulenten Schwankungsbewegung auf den Impuls beschreiben. Der Ausdruck − ρ w'x w'y

ist ein gemittelter Impulsfluss je Flächeneinheit, also ver-

gleichbar mit einer Schubspannung: An einer Fläche senkrecht zur Achse x wird eine Kraft in Richtung der Achse y hervorgerufen. Daher werden die Terme − ρ w' i w'j

als Reynoldssche Spannungen oder turbulente Schubspannungen be-

zeichnet. In Verbindung mit Gl. (1.38a) ergibt sich folgender Zusammenhang mit dem Ansatz von [Boussinesq 1877]:

100


τ t = − ρ w'x w'y = ρν t

∂ wx ∂y

(4.15)

Die turbulenten Schwankungsgrößen klingen in Richtung zur Rohrwand ab und werden unmittelbar an der Rohrwand zu null, da dort die Wandhaftbedingung gilt. Das heißt aber, dass die Strömung in Wandnähe, wenn auch nur in einer außerordentlich dünnen Strömungsschicht, laminar sein muss. Diese Schicht wird als laminare Unterschicht bezeichnet. Da die turbulenten Schubspannungen bei Annäherung an die Wand verschwinden, kann νt keine Konstante sein. Das wandnahe Geschwindigkeitsprofil ist nur vom Wandabstand abhängig. Bezeichnet man mit wx die zur Wand parallele Geschwindigkeit und mit y die wandnormale Koordinate, so ist wx(y), während die übrigen Geschwindigkeitskomponenten verschwinden, wy = wz = 0. In ebenen stationären, laminaren Strömungen mit geringem und deshalb vernachlässigbarem Druckgradienten vereinfacht sich die Impulsgleichung (1.70) zu

∂τ x( y ) ∂ æ ∂ wx ö çη ÷ = 0 oder = 0, ç ÷ ∂ yè ∂ y ø ∂y

(4.16)

woraus sich ein lineares Geschwindigkeitsprofil wx(y) und eine konstante Schubspannung τx(y) ergeben. Es ist also τx(y) = τw = const. Da die Ausdehnung der laminaren Unterschicht klein im Vergleich zum Rohrdurchmesser ist, kann die ebene Betrachtung auch auf die Rohrströmung übertragen werden. Im Fall der stationären turbulenten Schichtenströmungen (bei der der Druckgradient vernachlässigt werden kann) ist

∂ æ ∂ wx çη − ρ w'x w'y ∂ y çè ∂ y

ö ÷ = 0, ÷ ø

(4.17)

woraus durch Integration

η

∂ wx − ρ w'x w'y = const = τ w ∂ y

(4.18)

folgt. Die Integrationskonstante ist gleich der Wandschubspannung, da an der Wand y = 0 die Reynoldsschen Spannungen ρ w'x w'y

= 0 verschwinden. Dem-

zufolge ist die Geschwindigkeit w x (y) eine nicht-lineare Funktion von y. Gleichung (4.18) lässt sich umformen in:

τw ∂ wx =ν − w'x w'y . ρ ∂y

(4.19)

Wie man daraus erkennt, hat die Größe τw/ρ die Dimension eines Quadrats einer Geschwindigkeit. Man bezeichnet daher

4.1 Impulstransport

w* ≡ τ w / ρ

101

(4.20)

als Schubspannungsgeschwindigkeit. Um w x durch Lösen der Differentialgleichungen (4.19) zu berechnen, muss man die Reynoldsschen Spannungen w'x wy' kennen. Hierzu kann die von [Prandtl 1925] aufgestellte Mischungsweghypothese genutzt werden: Ein Fluidelement befinde sich in einer turbulenten Grenzschicht im Abstand y von der Wand, Abb. 4.3. Dieses besitze im Abstand y die mittlere Geschwindigkeit w x ( y) und möge sich mit der Geschwindigkeit w'y < 0 der Wand um eine kleine Strecke l' nähern. Falls das Fluidelement dabei seine ursprüngliche mittlere Geschwindigkeit beibehält, besitzt es am neuen Ort eine um Δ w x größere Geschwindigkeit als seine Umgebung. Der Geschwindigkeitsunterschied

Δw x = w x ( y ) − w x ( y − l' ) = l'

∂ wx ∂y

(4.21)

ist ein Maß für die Schwankungsgeschwindigkeit w'x. Das Fluidelement verdrängt am neuen Ort andere und erzeugt so eine Quergeschwindigkeit w'y, die unter der Annahme kleiner Schwankungsgeschwindigkeiten proportional zur Schwankungsgeschwindigkeit w'x ist. Es sind daher w'x' und w'y proportional zu l' ∂ w x / ∂y mit der Proportionalitätskonstante C und somit

τ t = − ρ w'x w'y = ρ Cl' 2

∂ wx ∂ wx ∂y ∂y

y wx (y) wx (y+l ) l

wx (y) wy 102) unter Verwendung der von Prandtl (1904) aufgestellten Grenzschichttheorie durchführen. Diese geht davon aus, dass der Impulstransport von dem Fluid an die Platte lediglich in einer dünnen Grenzschicht, die direkt an der Plattenoberfläche haftet, stattfindet. Außerhalb dieser Grenzschicht bewege sich das reibungsfreie Fluid mit konstanter Geschwindigkeit wx∞, also von der Platte (Abb. 5.1) unbeeinflusst (Potentialströmung). Die Dicke der Grenzschicht δ wird als derjenige Abstand definiert, innerhalb dessen die Geschwindigkeit in xRichtung wx 99 % des Wertes der Geschwindigkeit außerhalb der Grenzschicht wx∞ erreicht. Diese Definition hat den mathematischen Hintergrund, dass die physikalische Beschreibung des Geschwindigkeitsprofils zu dem Ergebnis führt, dass wx∞ erst in unendlicher Entfernung von der Platte erreicht wird. Um trotzdem einen sinnvollen Eindruck von der Zunahme der Geschwindigkeit an der Plattenoberfläche zu bekommen, wird der Wert 0,99 wx∞ für die Definition der Grenzschichtdicke herangezogen. In Abb. 5.1 ist die Ausdehnung der Grenzschicht in yRichtung drastisch überhöht dargestellt, um die grundsätzlichen Zusammenhänge zu verdeutlichen.

5.1 Impulstransport 5.1.1 Laminare Grenzschicht Zunächst wird der Impulstransport an der parallel angeströmten ebenen Platte in der laminaren Grenzschicht betrachtet. Es wird angenommen, dass die Geschwindigkeit der Außenströmung bekannt ist. Für die Betrachtungen der laminaren Grenzschicht werden folgende Voraussetzungen getroffen:

5.1 Impulstransport -

133

die Strömung sei stationär, die Strömung sei zweidimensional (eben), die Stoffwerte seien konstant (u. a. ∂ρ/∂t = 0), die Temperaturerhöhung in Folge der Dissipation sei vernachlässigbar, die Massenkräfte seien vernachlässigbar und chemische Reaktionen kommen nicht vor.

Unter den angegebenen Voraussetzungen lauten die Kontinuitätsgleichung (Gl.(1.69)) und die Navier-Stokesschen Gleichungen (Gl.(1.70) und (1.71)):

∂ wx ∂ wy + =0 ∂x ∂y

(5.1)

è

æ∂ 2w ∂ wx ∂ wx ö ∂ 2 wx ∂p x ç ÷=− + wy + + η ç ∂ x2 ∂x ∂ y ÷ø ∂x ∂y2 è

ö ÷ ÷ ø

æ

∂ wy

è

∂x

ö ÷ ÷ ø

æ

ρ çç w x

ρ çç w x

+ wy

∂ wy ö ∂y

÷ ÷ ø

=−

æ ∂ 2w ∂ 2wy ∂p y +η ç + ç ∂ x2 ∂y ∂y2 è

(5.2)

(5.3)

Zur Abschätzung der Größenordnung der einzelnen Terme in dem Gleichungssystem (Gl. (5.1)-(5.3)) werden zunächst dimensionslose Größen eingeführt: Re L =

wx ,∞ ⋅ L

ν

,X =

x L

,Y =

y

,

δ

mit

δ =

L Re L w *y =

"mittlere Grenzschichtdicke", p* =

wy w x∞

p

ρ

w x2∞

, w *x =

wx w x∞

⋅ Re L (folgt aus der Kontinuitätsgleichung)

Das obige Gleichungssystem nimmt durch Einführung der dimensionslosen Größen folgende Form an: ∗

∂ w ∗x ∂ w y + =0 ∂X ∂Y w ∗x

2 ∗ 2 ∗ ∂ w ∗x ∂ w ∗x ∂ p∗ 1 ∂ wx ∂ wx + w ∗y =− + + , ∂X ∂Y ∂ X Re L ∂ X 2 ∂Y 2

(5.4)

(5.5)

134

5 Strömungen an ebenen Platten

2 ∗ 2 ∗ ∗ ∂ p∗ ∂ w ∗y ö÷ 1 æç ∗ ∂ w y 1 ∂ wy 1 ∂ wy + w ∗y⋅ =− + + . wx Re L ç ∂X ∂Y ÷ ∂ Y Re 2L ∂ X 2 Re L ∂ Y 2 è ø

(5.6)

Für große Reynoldszahlen (ReL → ∞) werden alle Glieder mit den Faktoren 1/ReL bzw. 1/ReL2 vernachlässigbar klein gegenüber den anderen Gleichungstermen. Überführt man nach der Vernachlässigung dieser Glieder die Gleichungen wieder in die dimensionsbehaftete Formulierung, so erhält man ein Gleichungssystem, das unter dem Namen Prandtlsche Grenzschichtgleichungen bekannt ist:

∂ wx ∂ w y + =0 ∂x ∂y ρ

æ ç wx ç è

(5.1)

∂ wx ∂ wx ö ∂ 2 wx ∂p ÷=− + wy +η ÷ ∂x ∂y ø ∂x ∂y2

∂p =0 ∂y

(5.7)

(5.8)

Gleichung (5.8) zeigt ein wesentliches Ergebnis der Grenzschichthypothese, nämlich dass sich der Druck in der Grenzschicht nicht vom Druck in der anschließenden Potentialströmung unterscheidet, die Außenströmung prägt der Grenzschicht ihren Druck auf. Gl. (5.7) ist lediglich numerisch oder durch Potenzreihenansätze lösbar (s. z.B. [Baehr u. Stephan 1994, S. 330 ff.]). Für den Gradienten an der Wand lässt sich mit dieser Lösung zeigen, dass gilt: æ ∂ wx ö ç ÷ ç ∂y ÷ è ø y =0

= 0,332

w 3x∞ νx

(5.9)

Wählt man, wie üblich, die Grenzschichtdicke δ gleich dem Plattenabstand, bei welchem wx = 0,99 wx∞ ist, ergibt sich aus der Rechnung (s. z.B. [Schlichting u. Gersten 1997]):

δ =

4,9 x Re x

(5.10a)

Die Grenzschichthypothese ist ein sehr instruktives Hilfsmittel für das grundsätzliche Verständnis von Strömungsvorgängen. Allerdings beinhaltet sie auch eine Reihe von Unzulänglichkeiten. So zeigt Abb. 5.2 den Vergleich einer Stromlinie (als Stromlinie werden diejenigen Kurven bezeichnet, deren Tangentenrichtungen überall mit der Richtung des Geschwindigkeitsvektors übereinstimmen), die aus der Grenzschichthypothese resultiert, mit einer tatsächlich auftretenden. Die Abweichung der Stromlinie von der ursprünglichen Richtung erfolgt

5.1 Impulstransport

135

Stromlinie basierend auf Grenzschichthypothese

wx ∞

Reale Stromlinie Platte

Abb. 5.2. Vergleich von Stromlinien für ein reales Fluid (_____) und für eine Fluidströmung gemäß der Grenzschichthypothese (------) (nach [Brauer u. Sucker 1976a])

bei der Grenzschichthypothese plötzlich von der Plattenspitze an. Eine Rückkehr der Stromlinie in die ursprüngliche Richtung hinter der Platte findet nicht statt, da der Bereich hinter der Platte nicht modelliert wird. Die tatsächliche Stromlinie zeigt deutlich, dass die Strömung bereits vor der Platte beeinflusst wird. In einem genügend großen Abstand hinter der Platte kehrt die Stromlinie in ihre ursprüngliche Richtung zurück. Für die exakte Beschreibung der Strömung muss das Differentialgleichungssystem (Gln. (5.1), (5.2) und (5.3)) numerisch gelöst werden. Die Abbn. 5.3 und 5.4 geben einen Vergleich der berechneten Geschwindigkeitsprofile für wx und wy, die aus der Grenzschichthypothese bzw. der numerischen Berechnung für numerische Lösung

bez. Abstand y* = y / L

w*x ∞ =

1

Re = 10

Grenzschichthypothese

2

1 w*x

0 -0,875

0,025

0,525

0,975

1,525

bez. Lauflänge x* = x / L

Abb. 5.3. Darstellung der Profile der Geschwindigkeitskomponente wx* parallel zur Plattenoberfläche und der Grenzschicht für Re = 10 bei unterschiedlichen Werten der Längskoordinate x* (numerische Lösung (_____); nach Grenzschichthypothese (-----)) (nach [Brauer u. Sucker 1976a])

136


numerische Lösung Re = 10


bez. Abstand y* = y / L

w*y = 0,1 2 w*y

w*y

w*y

w*y

1

w*y 0 -0,875

0,025

0,525

0,975

1,525

bez. Lauflänge x* = x / L

Abb. 5.4. Darstellung der Profile der Geschwindigkeitskomponente wy* senkrecht zur Plattenoberfläche für Re = 10 bei unterschiedlichen Werten der Längskoordinate x* (numerische Lösung (_____); nach Grenzschichthypothese (-----)) (nach[Brauer u. Sucker 1976a])

Re = 10 resultieren. Sowohl wx als auch wy sind in den Darstellungen auf die Anströmgeschwindigkeit wx∞ bezogen. Die Ergebnisse der numerischen Berechnung (Abbn. 5.3 und 5.4; durchgezogene Linien) verdeutlichen, dass die Platte die Strömung bereits vor der Plattenspitze beeinflusst. Es kommt zu einem Rückstau, der vor der Platte zu einer Verringerung der Strömungsgeschwindigkeit in xRichtung führt. Aufgrund der Symmetrie ergibt sich in der Plattenebene vor der Platte die Bedingung (∂wx/∂y)y=0 = 0. An der Plattenspitze kommt es wegen der Wandhaftung zu einer drastischen Geschwindigkeitsabnahme des Fluides zu der Plattenoberfläche hin auf die Geschwindigkeit wx(y=0) = 0 mit der Folge sehr großer Geschwindigkeitsgradienten. Im Verlauf der Platte nimmt der Geschwindigkeitsgradient an der Wand zunächst ab. Zum Plattenende hin nimmt der Gradient aufgrund der zur Platte gerichteten Rückströmung des Fluids wieder zu. Hinter der Platte muss der Gradient wegen der Symmetrie wiederum den Wert null annehmen. In genügend großer Entfernung von der Platte gleicht sich das Geschwindigkeitsprofil wieder vollständig aus. Nach den Ergebnissen der Grenzschichthypothese hat die Platte keinen Einfluss auf die Strömung vor der Platte. Entsprechend zeigen die Geschwindigkeitsprofile, die mit Hilfe der Grenzschichthypothese berechnet wurden (Abbn. 5.3 und 5.4; gestrichelte Linien), höhere Geschwindigkeitsgradienten am Plattenanfang. Die Gradienten werden mit zunehmender Lauflänge kontinuierlich kleiner, da nach der Grenzschichthypothese keine Rückströmung zur Platte hin auftreten kann. In die Abb. 5.3 ist zusätzlich der Verlauf der Grenzschichten für die reale Strömung und

5.1 Impulstransport

137

entsprechend der Grenzschichthypothese eingetragen, die sich aus den Profilen für die Geschwindigkeit in x-Richtung ergeben. Die Profile der Strömungsgeschwindigkeit in y-Richtung (Abb. 5.4) lassen sich aus dem Verlauf der Profile der Strömungsgeschwindigkeit in x-Richtung bzw. aus dem Verlauf der Stromlinien (Abb. 5.2) erklären. Eine Abbremsung (bzw. Beschleunigung) der Strömung in x-Richtung hat entsprechend der Kontinuitätsgleichung (Gl. (5.1)) eine Beschleunigung (bzw. Abbremsung) der Strömung in yRichtung zur Folge. Die starke Abbremsung der Strömung an der Plattenspitze hat eine große Geschwindigkeit in y-Richtung zur Folge. Dies ist besonders für das Strömungsprofil der Grenzschichthypothese am Plattenanfang deutlich. Die im hinteren Plattenbereich zur Platte hin gerichteten Stromlinien der numerisch berechneten realen Strömung führen zu einer zur Platte gerichteten Geschwindigkeit in y-Richtung. An der Plattenoberfläche ergibt sich für den Gradienten (∂wy/∂y)y=0 stets der Wert null, da die Geschwindigkeit wx an der Plattenoberfläche für alle Werte der Lauflänge aufgrund der Wandhaftung gleich null (wx(y=0)=0) und damit auch der Gradient (∂wx/∂x)y=0 gleich null ist (s. Kontinuitätsgleichung 5.1). Die Abbn. 5.3 und 5.4 verdeutlichen die Ungenauigkeiten, die aus der Anwendung der Grenzschichthypothese entstehen. Dies wird durch Abb. 5.5 nochmals unterstrichen, in der ein Vergleich der Grenzschichtdicken für unterschiedliche Reynoldszahlen erfolgt. Die Diskrepanz zwischen der numerischen Lösung und dem Ergebnis der Grenzschichthypothese (Gl. (5.7)) nimmt mit fallender Reynoldszahl deutlich zu. Die bei der Herleitung der Grenzschichtgleichungen vorausgesetzte hohe Reynoldszahl führt zur Zunahme der Abweichungen mit abnehmender Reynoldszahl. 3,5

Grenzschichtdicke δ / L

3 ReL = 100

2,5

Numerische Lösung Grenzschichttheorie

2 1,5 ReL = 101 1 ReL = 102 0,5 0 -0,5

0

0,5

1

1,5

2

Längenkoordinate x* = x / L

Abb. 5.5. Bezogene Grenzschichtdicke δ/L als Funktion der Längskoordinate x* für ein reales Fluid (_____) und für eine Fluidströmung gemäß der Grenzschichthypothese (-----) (numerische Ergebnisse von [Brauer u. Sucker 1976a])

138


5.1.2 Turbulente Grenzschicht Für inkompressible, turbulente Strömungen über einer ebenen Platte wird die Grenzschichtdicke näherungsweise durch folgende Beziehung beschrieben (zur Herleitung s. z.B. [Kaufmann 1963]):

δ =

0,37 x

(5.10b)

Re x0 ,2

Im Gegensatz zu laminaren Grenzschichten an ebenen Platten variiert also die turbulente Plattengrenzschicht nicht mit Rex-0,5 sondern mit Rex-0,2. Außerdem wächst die turbulente Grenzschicht schneller mit x als die laminare, nämlich mit x0,8. 5.1.3 Widerstandsgesetz Für den Widerstand einer Platte in einer Strömung gilt:

ζ ≡

FW / APl

(5.11)

ρ w x2∞ / 2

Die Plattenfläche APl ergibt sich bei der einseitig überströmten Platte aus dem Produkt Länge L mal Breite B. Die Widerstandskraft ergibt sich als Folge der Wandschubspannungen τw , die von der Lauflänge x abhängig sind. x= L

FW = B ò τ w dx

(5.12)

x =0

Für Newtonsche Flüssigkeiten kann die Schubspannung aus dem Geschwindigkeitsgradienten ermittelt werden. Aus der Grenzschichthypothese ist (∂wx/∂y) an der Wand bekannt (Gl. (5.9)), und damit ergibt sich für den Reibungsbeiwert der laminaren Strömung [Blasius 1908]:

ζ =

1,328

(5.13)

Re

Die numerische Berechnung führt zu einem etwas anderen Resultat. Der Widerstandsbeiwert ist in Abb. 5.6 als Funktion der Reynoldszahl dargestellt. Die experimentellen Ergebnisse sowie die Resultate der numerischen Berechnung für die laminare Plattenströmung können mit folgender halbempirischer Gleichung beschrieben werden [Brauer u. Sucker 1976a]:

ζ lam =

2,65 Re

7/8

−

1 4 Re+

0 ,008 Re

+

10-2 ≤ Re ≤ Rekrit = 5 ⋅ 105

1,328 Re1 / 2

(5.14)

5.1 Impulstransport

139

2

Reibungsbeiwert ζ =

FW APl

ρ/2 wx ∞

102 Re

101

ale lam ina

re St r öm Gre un nzs gG chi cht l. ( the 5. ori e G 14) l. (5 .13 )

100 10-1 10-2

Tu = 0,05

Turbul. Ström Gl. (5.15 ung )

0,01

10-3 10-4 10-1

100

101

102

103

104

105

106

0

107

108

109

Einlaufkennzahl Re = wx ∞ L / ν

Abb. 5.6. Reibungsbeiwert ζ für laminare und turbulente Plattenströmung nach [Brauer u. Sucker 1976a]

Die Ergebnisse von Gl. (5.14) weichen mit fallender Reynoldszahl zunehmend von dem Ergebnis der Grenzschichttheorie ab. Bei der turbulenten Plattenströmung nimmt der Impulsaustausch infolge der Turbulenz deutlich zu. Dies zeigt sich in der verringerten Abhängigkeit des Reibungsbeiwertes ζ von der Reynoldszahl. Experimentelle Literaturdaten lassen sich nach folgendem empirischen Widerstandsgesetz [Brauer u. Sucker 1976a] beschreiben:

ζ turb =

0,455

(log

Re)

2 ,58

−

1 9,9 ⋅ 10 3 Re 1 + 10 4 Tu 1,7

(5.15)

Rekrit ≤ Re ≤ 10 9 , 0 ≤ Tu ≤ 0,1

Zur Berechnung muss der Turbulenzgrad der Strömung Tu = w′∞2 / w∞2

(5.16)

bekannt sein. w ′∞ stellt hierbei die turbulente Schwankungsgeschwindigkeit dar, entsprechend ist w ′∞2 der zeitliche Mittelwert des Quadrats der turbulenten Schwankungsgeschwindigkeit.

140


5.2 Stoffübergang 5.2.1 Laminare Strömung Nachdem das Geschwindigkeitsprofil der laminaren Strömung ermittelt wurde, kann nun die Stoffbilanz gelöst werden. Abbildung 5.7 zeigt ein System, welches aus zwei Phasen besteht. Die untere Phase möge fest oder flüssig sein. Sie wird von einer fluiden Phase laminar überströmt. Die Komponente A wird aufgrund eines Konzentrationsgefälles von der unteren in die obere Phase übertragen. Die hiermit verbundenen Stoffaustauschvorgänge werden z. T. auch zu Kühlzwecken genutzt. Abbildung 5.8 zeigt einige typische Beispiele. Zur Wandkühlung kann eine Durchströmung der Wand mit Kühlluft (a) bzw. Kühlflüssigkeit (b) eingesetzt werden. Der Übergang eines Feststoffs durch Sublimation bzw. nach vorangegangenem Aufschmelzvorgang (c) in eine heiße Gasströmung wird ebenfalls zur Kühlung genutzt. Bei der Strömung von trockener Luft über eine Wasseroberfläche diffundiert Wasserdampf von der Wasseroberfläche in die Luft hinein (d). Bei sämtlichen Beispielen ist eine wandnormale Geschwindigkeitskomponente wy (e) vorhanden, die entweder vorgegeben werden kann oder gesucht ist. Im Folgenden wird angenommen, dass die Konzentration cAw an der Phasengrenzfläche (s. Abb. 5.7) konstant ist. Es soll am Beispiel eines Desorptionsprozesses die Frage beantwortet werden, wie groß die Stoffstromdichte n Aw in die obere Phase hinein ist, in welcher in großer Entfernung von der Phasengrenzfläche die Konzentration cA∞ < cAw herrscht. Aufgrund der großen Ausdehnung ändert sich cA∞ trotz des übergehenden Stoffstroms nicht. Die örtliche Stoffstromdichte der Komponente A beträgt n Aw ( x ) =

d NAw = − DAB dA

(

æ ∂ cA x, ç ç ∂y è

y) ö

÷ ÷ ø y =0

≡ β ( x )(cAw − cA∞

wx ∞

wx ∞

wx ∞

w = f(x,y)

)

(5.17)

cA ∞

cA = f(x,y)

w = f(x,y) nAy

y

G- oder L-Phase x

w0 Flüssigphase

0

cAw

Feste Phase

Abb. 5.7. Schematische Darstellung der Stoffübertragung von einer unteren L- oder SPhase in eine obere G- oder L-Phase, in welcher ein Geschwindigkeits- und ein Konzentrationsprofil vorliegen

5.2 Stoffübergang

141

Heisse Gasströmung

Heisse Gasströmung

flüssige Schicht Reservoir von Kühlluft

Reservoir von Kühlflüssigkeit

(a)

(b)

Heisse Gasströmung

Heisse Gasströmung

flüssige Schicht sublimierender Festkörper

schmelzender Festkörper (c)

y

Luftströmung

wx ∞

hicht Grenzsc wy (x) x

Wasser (d)

(e)

Abb. 5.8. Beispiele zur technischen Nutzung der Stoffaustauschvorgänge an Platten

Durch diese Gleichung ist der örtliche Stoffübergangskoeffizient β(x) definiert, welcher sich bei bekanntem Konzentrationsgefälle (cAw - cA∞) und bekanntem Diffusionskoeffizienten DAB dann berechnen lässt, wenn auch die partielle Ableitung ∂cA/∂y an der Phasengrenzfläche bekannt ist. Der mittlere Stoffübergangskoeffizient β wird durch folgende Gleichung definiert: NAw ≡ β A (c Aw − c A∞ )

(5.18)

Die Integration von Gl. (5.17) über die Fläche A liefert mit dA = Bdx, worin B die Breite der Strömung in z-Richtung ist: A

æ ∂ cA ç ç ∂y 0 è

NAw = − DAB ò

ö ÷ dA = ÷ ø y=0

L

æ ∂ cA ç ç ∂y 0 è

− DAB B ò

Die Größe L ist die Länge der Phasengrenzfläche.

ö ÷ dx ÷ ø y =0

(5.19)

142


Die mittlere Sherwoodzahl ergibt sich dann zu: L

βL = Sh L ≡ DAB

æ ∂ cA ö ÷ ÷ ∂ y è ø y =0 0

− ò çç

dx

(c Aw − c A∞ )

(5.20)

Zur Bestimmung des Konzentrationsverlaufs wird eine differentielle Massenbilanz über ein infinitesimales Volumenelement (s. Abb. 5.9) durchgeführt. Es wird der stationäre Zustand betrachtet. Die Stoffbilanz ergibt N x − N x + dx + N y − N y + dy = 0 .

(5.21)

Durch Taylor-Entwicklung folgt hieraus dN y dN x ⋅ dx + ⋅ dy = 0 dx dy

(5.22)

Die Transportströme setzen sich aus einem konvektiven und einem molekularen Anteil zusammen, so dass gilt:

∂ cA ö d æ ∂ cA ö d æ ÷=0 ç wy cA − DAB ç w x c A − DAB ÷+ dx çè ∂ x ÷ø d y çè ∂ y ÷ø bzw. unter Berücksichtigung der Kontinuitätsgleichung Gl. (5.1): y

Ny+dy

y + dy Nx

Nx+dx

y x + dx

x Ny

x

z

Abb. 5.9. Differentielle Stoffbilanz bei der Plattenströmung

5.2 Stoffübergang

wx

æ ∂ 2c ∂ cA ∂c ∂ 2c A A + w y A = DAB ç + ç ∂ x2 ∂x ∂y ∂y2 è

ö ÷ ÷ ø

143

(5.23)

Zur einfacheren Behandlung dieser Gleichung bietet sich wiederum eine Überführung in die dimensionslose Form an. Da es nur auf Aussagen zur Lösung des Gleichungssystems ankommt, und nicht wie in Abschn. 5.1.1 bei der Herleitung der Grenzschichtgleichungen auf eine Abschätzung der Größenordnung der einzelnen Terme in einer bestimmten Gleichung, werden alle Größen in allen Gleichungen in gleicher Weise dimensionslos gemacht. Es werden folgende dimensionslose Größen eingeführt:

ξ≡ x* ≡ x / L ;

cA − cA∞ cAw − cA∞

y* ≡ y / L ; Re L =

w *x ≡ w x / w x∞ ;

w *y ≡ w y / w x∞

w x∞ L ν ; Sc = ν D AB

Durch Einsetzen in Gl. (5.23) folgt: w*x

∂ξ ∂x

*

+ w*y

∂ξ ∂y

*

=

1 Re L Sc

æ ∂ 2ξ ç ç *2 è∂x

+

∂ 2ξ ∂y

ö ÷

*2 ÷

(5.24)

ø

Diese Differentialgleichung kann unter Verwendung der Grenzschichthypothese und einiger vereinfachender Annahmen zur Bestimmung des Konzentrationsgradienten an der Oberfläche genutzt werden (zur Herleitung s. [Pohlhausen 1921]). Demzufolge gilt für eine starre Oberfläche und Sc > 1 für die lokale Sherwoodzahl Shx und für die mittlere Sherwoodzahl ShL: Sh x =

β ( x) ⋅ L = 0,332 ⋅ DAB Sh L =

Re L ⋅ Sc 1 / 3

β ⋅L = 0,664 DAB

æ ç è

Re L Sc 1 / 3

Lö ÷ xø

1/ 2

(5.25a)

(5.25b)

Wie bereits in Abschn. 5.1 erläutert wurde, führt die Grenzschichthypothese insbesondere bei kleinen ReL-Zahlen (ReL < 100) zu größeren Abweichungen von den tatsächlichen physikalischen Verhältnissen. Die numerische Lösung von Gl. (5.24) ermöglicht daher eine exaktere Beschreibung des Stoffübergangs. Abbildung 5.10 zeigt beispielhaft den so berechneten Verlauf der lokalen Sherwoodzahl Shx über der Lauflänge für ReL = 40. Erwartungsgemäß liegt der höchste

144

5 Strömungen an ebenen Platten 14

Lokale Sherwoodzahl Shx

12

ReL = 40

Numerische Lösung [Brauer u. Sucker 1976b]

10

Grenzschichttheorie Gl. (5.25a)

8 Sc = 1

6 4

10-1 10-2

2 0

10-3 0

0,2

0,4

0,6

0,8

1

Längenkoordinate x* = x/L

Abb. 5.10. Darstellung der lokalen Sherwoodzahl Shx für die laminare Plattenströmung für ReL = 40 und verschiedene Werte der Sc-Zahl

Wert an der Plattenspitze vor, da hier die höchsten Konzentrationsgradienten auftreten. Mit zunehmender Lauflänge wächst die Grenzschichtdicke, der konvektive Stofftransport nimmt ab, und der Konzentrationsgradient an der Wand und damit auch Shx werden geringer. Am Ende der Platte führt die zur Platte gerichtete Strömung in y-Richtung (s. Abb. 5.4) zu einem leichten Wiederanstieg der Sherwoodzahl. Der aus der Grenzschichthypothese abgeleitete Zusammenhang für Sh x (Gl. (5.25 a)) ist ebenfalls in Abb. 5.10 eingetragen. Unmittelbar an der Plattenspitze ist der lokale Stoffübergangskoeffizient bei der Grenzschichthypothese höher, danach sinkt er unter den Wert der numerischen Lösung. Es tritt kein Wiederanstieg des Kurvenverlaufs am Plattenende auf, was zwangsläufig aus den vereinfachenden Annahmen der Grenzschichthypothese resultiert. Ein qualitativer Konzentrationsverlauf bei der Absorption an einer Platte ist in Abb. 5.11 dargestellt. In Übereinstimmung mit den Aussagen zu Abb. 5.10 nimmt der Konzentrationsgradient an der Plattenoberfläche mit zunehmender Lauflänge stetig ab, während die numerische Lösung den Wiederanstieg des Gradienten zum Ende der Platte infolge der Rückströmung zeigt. Lediglich am Anfang der Platte ergibt sich bei der Grenzschichthypothese ein größerer Konzentrationsgradient an der Plattenoberfläche als bei der numerischen Lösung. Für die mittlere Sherwoodzahl ergibt sich aus einer numerischen Berechnung [Brauer u. Sucker 1976b] der Zusammenhang: ShL = 0,8 (Re L Sc )0 ,1 + f p

ReL Sc 1 + 1,30 (Re L Sc )1 / 2

(5.26)

5.2 Stoffübergang

cA ∞

cA ∞

145

cA ∞

Konzentrationsgrenzschicht (GSH)

cAw

cAw


cAw Num. Lösung der Impuls- und Stoffbilanzen

Abb. 5.11. Qualitative Konzentrationsprofile an einer ebenen Platte nach der Grenzschichttheorie bzw. nach numerischer Lösung der Impuls- und Stoffbilanzen

mit fp =

1,47 é 1+ êë

(1,67 Sc ) úû 1/ 6 2 ù

1/ 2

0 ≤ ReL Sc < ∞ mit 0 ≤ ReL ≤ Rekrit ≈ 5 ⋅ 105 0 ≤ Sc < ∞ Gleichung (5.26) enthält zwei wesentliche Grenzgesetze: (ReL Sc) → 0: Sh = 0,80 (ReL Sc)0,1 ,

(5.27)

Gültigkeitsbereich:

(ReL Sc) → ∞

(5.28)

Sh = fp 0,77 (ReL Sc)1/2 .

mit ReL ≤ Rekrit

(5.29)

Das erste Grenzgesetz, Gl. (5.28), ist in Abb. 5.12 wiedergegeben. Das zweite Grenzgesetz führt mit der zusätzlichen Bedingung: Sc → ∞ und somit fp = 0,88/Sc1/6 auf den mittels der Grenzschichthypothese hergeleiteten Zusammenhang (Gl. 5.25b).

146


0 10

101

10

Mittlere Sherwoodzahl ShL =

βL D

1 0, S 1 0, c → 01

0

102

100

10-1 10-2

.2 Gl. (5

10-1

100

8)

101

102

103

104

Pecletzahl Pe = ReL.Sc = wx,∞ L / D

Abb. 5.12. Mittlere Sherwoodzahl bei der laminaren Plattenströmung für verschiedene Werte der Schmidtzahl (nach [Brauer u. Sucker 1976b])

5.2.2 Turbulente Strömung Zur Beschreibung des Stofftransports bei turbulenter Strömung hat sich nachstehende empirische Gleichung, die für den Wärmeübergang hergeleitet wurde (Petukhov u. Popov 1963), auch für die mittlere Sherwoodzahl bewährt [Brauer u. Sucker 1976b]: Sh L =

0,037 Re L 1 + 2,44 Re L

− 0 ,1

0 ,8

Sc

(5.30)

( Sc 2 / 3 − 1 )

Rekrit ≤ ReL < ∞ 0,8 ≤ Sc < ∞ Die Berechnung des übergehenden Stoffstroms erfolgt unter Verwendung der treibenden Konzentrationsdifferenz cAw - cA∞ (s. Gl. (5.18)). Abbildung 5.13 enthält den Verlauf der mittleren Sherwoodzahl in Abhängigkeit von der Reynoldszahl. Gültigkeitsbereich:

5.3 Fluiddynamik und Stofftransport bei hohem Partialdruck

147

105 00 10 00 1 10

104

turbulente Strömung Gl. (5.30)

1

103

102

0 100 100

101

10 Sc =

100 10-1 10-2

Übergangsbereich

Mittlere Sherwoodzahl ShL = β L / D

laminare Strömung Gl. (5.26)

10-1

100

1

101

102

103

104

105

106

107

Reynoldszahl ReL = w x ∞ L / ν

Abb. 5.13. Abhängigkeit der mittleren Sherwoodzahl von der Reynoldszahl für die laminare und die turbulente Plattenströmung bei verschiedenen Schmidtzahlen

5.3 Fluiddynamik und Stofftransport bei hohem Partialdruck In diesem Abschnitt wird der Fall betrachtet, dass die zwischen der Platte und dem Fluid ausgetauschten Stoffströme (z.B. infolge Verdunstung) solche Größenordnungen annehmen, dass die Umströmung der Platte davon beeinflusst wird. Damit unterscheiden sich diese Vorgänge von den bisher betrachteten, in denen die Rückwirkung des Stoff- bzw. Wärmetransports auf das Geschwindigkeitsfeld nicht auftrat bzw. vernachlässigt wurde. 5.3.1 Physikalische Problematik Die bisherigen Betrachtungen basierten stets auf der Annahme, dass der diffusive Stofftransport gemäß dem Fickschen Ansatz (Gl. (1.6)) stattfindet. Dies gilt bei äquimolarer Diffusion bzw. bei geringen Stoffströmen. Bei den in diesem Abschnitt betrachteten Systemen tritt dagegen eine einseitige Diffusion auf, die von einem nicht zu vernachlässigenden konvektiven Verdrängungsstrom begleitet ist, der im Rahmen der einseitigen Diffusion als Stefan-Strom bereits erläutert wurde

148


(s. Abschn. 1.1.3). Im Weiteren wird ein binäres System zweier Gase betrachtet, da im Wesentlichen nur in gasförmigen Systemen derartig hohe Stoffstromdichten auftreten können. Die Stoffstromdichte der Komponente A wird durch folgende Gleichung beschrieben (s. Abschn. 1.1.3.2): m eins =− A

DAB dpA pA + wvy ~ ~ TR / M A dy TR / M A

(5.31)

wvy ist die in y-Richtung gerichtete Verdrängungsgeschwindigkeit, die sich gemäß Gl. (1.13) berechnet als: wvy = −

DAB dpA p − pA dy

(1.13)

mit dem Gesamtdruck p. Die Verdrängungsgeschwindigkeit ist stets senkrecht zur Platte gerichtet, bei Absorption zur Platte hin, bei Desorption von der Platte weg. Im Fall kleiner Partialdrücke der Komponente A verschwindet die Verdrängungsgeschwindigkeit, und die Stofftransportgleichung (5.31) geht in den Fickschen Ansatz für die molekulare Diffusion über. Die Untersuchung der Auswirkung des Stofftransportes gilt für den Fall der laminaren Plattenströmung und basiert auf der Grenzschichttheorie. Die Differentialgleichung für das Geschwindigkeitsfeld lautet gemäß Gl. (5.7): æ

ρ ⋅ çç w x è

∂ wx ∂ wx ö ∂ 2 wx ∂p ÷=− η + wy + ∂x ∂ y ÷ø ∂x ∂ y2

(5.7)

Die Kontinuitätsgleichung lautet gemäß Gl. (5.1):

∂ wx ∂ w y + =0 ∂x ∂y

(5.1)

Der Unterschied zu den Betrachtungen in Abschn. 5.1 ergibt sich aus den veränderten Randbedingungen zur Lösung der Differentialgleichung (5.7). y = 0, 0 < x ≤ L : wx = 0 (Wandhaftung) wy = wvy = -

D AB æ ∂ p A ö ÷ ç p − p Aw çè ∂ y ÷ø w

(5.32) (5.33)

y → ∞, 0 ≤ x ≤ L: wx = wx∞

(5.34)

wy = wy∞

(5.35)


149

Im Gegensatz zu Abschn. 5.1 tritt hier die von null verschiedene Verdrängungsgeschwindigkeit wvy in y-Richtung auf. Über Gl. (1.13) hängt wvy von dem Konzentrationsfeld ab. Geschwindigkeits- und Konzentrationsprofile sind demzufolge gekoppelt. Die Stoffbilanz für die Komponente A lautet bei Vernachlässigung des diffusiven Stofftransports in x-Richtung (∂2pA/∂x2 ≈ 0): wx

∂pA ∂pA ∂ 2 pA + wy = D AB ∂x ∂y ∂y2

(5.36)

Hierfür gelten folgende Randbedingungen: 1. RB: y = 0, 0 < x ≤ L : pA = pAw

(5.37)

2. RB: y → ∞, 0 ≤ x ≤ L : pA = pA∞

(5.38)

5.3.2 Geschwindigkeitsprofil Zur Lösung von Gl. (5.36) werden die lokalen Geschwindigkeiten benötigt. Damit bilden die Gln. (5.1), (5.7) und (5.36) ein gekoppeltes Differentialgleichungssystem, das nur simultan gelöst werden kann. Diese Lösung kann auf iterativem Weg erreicht werden [Brauer 1971, S. 285]. Die Darstellung der entsprechenden Ergebnisse wird durch Einführung der sogenannten bezogenen Oberflächengeschwindigkeit c besonders instruktiv: c≡−

2 wvy

ν w x∞ / L

=

2

ν w x∞

DAB ∂ pA p − pA ∂ y /L

(5.39)

Im Fall der Absorption bewegt sich der Verdrängungsstrom zur Platte hin (wvy < 0, c > 0), während er sich bei der Desorption von der Platte entfernt (wvy > 0, c < 0). Die Größe wvy ist direkt proportional zu dem Partialdruckgradienten an der Wand. In Abb. 5.14 ist das Ergebnis der numerischen Lösung dargestellt als Abhängigkeit des Geschwindigkeitsverhältnisses wx/wx∞ von dem dimensionslosen Wandabstand y/δw für verschiedene Werte der bezogenen Oberflächengeschwindigkeit c. Man erkennt, dass die Geschwindigkeitsprofile für y/δw = 1 definitionsgemäß in den Wert wx/wx∞ = 0,99 einlaufen. Das Profil mit dem Parameter c = 0 gilt für die äquimolare Diffusion oder wenn kein Stoffaustausch mit der Plattenoberfläche stattfindet. Tritt ein Massenstrom der Komponente A in die Plattenoberfläche ein (Absorption, c > 0), so werden die Geschwindigkeitsgradienten an der Plattenoberfläche steiler. Im Grenzfall c → ∞ ist bei jedem dimensionslosen Wandabstand y/δw > 0 das Verhältnis wx/wx∞ = 0,99, d. h. es ist keine Grenzschicht mehr vorhanden. Verlässt hingegen die Komponente A die Plattenoberfläche (Desorption,

150


1 c =-1,24

Bez. Wandabstand y / δw

0,8 -1 c =

0,6

,2

-1 ,5 -0 0 0,5 1

0,4

0,2

10

0

0

0,2

0,4

c →∞ 0,6

0,8

1

Bez. Geschwindigkeit wx / wx ∞

Abb. 5.14. Bezogene Geschwindigkeitskomponente wx/wx∞ in Abhängigkeit vom bezogenen Wandabstand y/δw für verschiedene Werte der bezogenen Oberflächengeschwindigkeit c (Ergebnisse nach [Brauer 1971])

c < 0), so geht mit abnehmenden c-Werten der Wandgradient der örtlichen Geschwindigkeit in x-Richtung gegen null. Die dargestellten Geschwindigkeitsprofile zeigen nunmehr einen Wendepunkt. Die bezogene Oberflächengeschwindigkeit c = – 1,24 erweist sich als unterer Grenzwert. Die Geschwindigkeit der Austrittsströmung wird dann so groß, dass demgegenüber die Geschwindigkeit längs der Plattenoberfläche vernachlässigbar ist. 5.3.3 Konzentrationsprofil Durch numerische Berechnung lassen sich die Partialdruckprofile mit der bezogenen Oberflächengeschwindigkeit c als Parameter bestimmen. In Abb. 5.15 sind Partialdruckprofile in Abhängigkeit vom dimensionslosen Wandabstand y/δp dargestellt. Die Kurven sind den Geschwindigkeitsprofilen ähnlich. Für den bezogenen Wandabstand y/δp = 1 laufen alle Partialdruckprofile definitionsgemäß in den Wert ξ = 0,99 ein. Die bezogene Oberflächengeschwindigkeit c = 0 kennzeichnet die vom Stofftransport unbeeinflusste Grenzschichtströmung oder den Fall der äquimolaren Diffusion. Mit wachsenden positiven c-Werten (Absorption) wird der


151

1 c =-1,24

Bez. Wandabstand y / δp

0,8 Sc = 1 -1,2 c =

0,6

-1 ,5 -0 0 0, 5 1

0,4

0,2

10

0

0

0,2

0,4

c →∞ 0,6

0,8

1

p -p Partialdruckverh. ξ = p A - pAw A∞ Aw

Abb. 5.15. Partialdruckprofile für verschiedene Werte der bezogenen Oberflächengeschwindigkeit (Ergebnisse nach [Brauer 1971])

Partialdruckgradient an der Plattenoberfläche größer, und die Dicke der Konzentrationsgrenzschicht nimmt ab. Mit steigendem c nimmt der Gradient ∂pA/∂y an der Wand zu (Gln. (5.33) und (5.39)) und damit auch der gesamte Stofftransport. Bei c gegen ∞ ist für alle Werte von y/δp > 0 der Partialdruck pA = pA∞, d.h. eine Konzentrationsgrenzschicht ist nicht mehr vorhanden. Demgegenüber wird bei negativen c-Werten der Wandgradient (∂pA/∂y)w mit fallenden Absolutwerten von c kleiner. Beim Grenzwert c = – 1,24 fallen die dimensionslosen Partialdruckprofile mit den Abszissen in Abb. 5.15 zusammen. In Abb. 5.16 sind nochmals die Geschwindigkeits- und Konzentrationsprofile schematisch zusammengestellt. Bei niedrigem Partialdruck ergeben sich die bereits bekannten Profile für den Fall des äquimolaren Stofftransportes. Das Geschwindigkeitsfeld ist unabhängig vom Stofftransport. Dagegen wird der Stofftransport durch die konvektiven Ströme sowohl in x- als auch in y-Richtung beeinflusst. Im Fall der Desorption bei hohem Partialdruck wird durch die Verdrängungsgeschwindigkeit das Geschwindigkeits- und das Konzentrationsfeld von der Platte "weggedrückt". Die Grenzschichtdicken steigen gegenüber der äquimolaren Diffusion an. Beide Profile weisen gegenüber dem Fall kleiner Stoffstromdichte geringere Gradienten auf. Das bedeutet, dass die Widerstandskraft und die molekulare Diffusion verringert wurden. Der Fall der Absorption stellt sich entsprechend umgekehrt dar.

152


Desorption niedriger Partialdruck

Absorption niedriger Partialdruck

hoher Partialdruck

y

hoher Partialdruck

y

y

y

δw

δw

δw δw

0 0

w/ wx ∞

1

0

pA∞

w/wx ∞

w/ wx ∞

y

δp

δp δp

0 pA

1

w/ wx ∞

pA∞

y

δp pAw

0

1 pA∞

y

0

0

1

pA∞

y

0

0

0

0

0 pAw pA

0

0 0 pAw

pA

0

pAw

Abb. 5.16. Geschwindigkeits- und Partialdruckprofile bei niedrigen und hohen Partialdrücken

5.3.4 Reibungsbeiwert Der einseitige Stofftransport beeinflusst den Widerstand, den die Strömung durch Reibung an der Plattenoberfläche erfährt. Aus den unter 5.3.2 ermittelten Geschwindigkeitsprofilen ergeben sich auch die Geschwindigkeitsgradienten an der Plattenoberfläche. Zur Darstellung der Vorgänge wird der Reibungsbeiwert bei hohem Partialdruck auf den bei niedrigem Partialdruck bzw. äquimolarer Diffusion bezogen und über den Betrag der dimensionslosen Oberflächengeschwindigkeit c aufgetragen. Die Definition des örtlichen Reibungsbeiwertes lautet:

ζx ≡

τ wx ρ w x2∞ / 2

(5.40)

Numerisch berechnete Werte des Widerstandsbeiwerts sind in Abb. 5.17 dargestellt. Die Kurve c > 0 gilt für Absorption, c < 0 für Desorption. Für c → 0 liegt ein niedriger Partialdruck vor, und die Kurven münden in ζ eins / ζ äqui = 1 ein. Für x x den Fall der Desorption ist der Widerstandsbeiwert stets kleiner als bei niedrigem

pA


153

/ ζx

äqui

101

100 c0 Absorption

10-1

10-2 10-2

10-1

100

101

bez. Oberflächengeschwindigkeit c

Abb. 5.17. Bezogener örtlicher Reibungsbeiwert ζ eins / ζ äqui in Abhängigkeit vom Betrag x x der bezogenen Oberflächengeschwindigkeit c (nach [Brauer 1971])

Partialdruck oder äquimolarer Desorption. Dies liegt daran, dass das Geschwindigkeitsprofil von der Platte „weggeblasen“ wird und der Geschwindigkeitsgradient ∂wx/∂y an der Wand sinkt, mit ihm nimmt auch die Wandschubspannung τwx ab. Im Grenzfall, bei c → - 1,24, wird der Widerstandsbeiwert null. Die einseitige Absorption mit hohem Partialdruck erzwingt einen höheren Widerstandsbeiwert, da das Geschwindigkeitsprofil an die Platte „angesaugt“ wird, der Geschwindigkeitsgradient an der Wand ansteigt und die Wandschubspannung wächst. Für c → ∞ geht auch ζx → ∞. 5.3.5 Mittlere Sherwoodzahl Die relative Größe des Partialdruckes der Komponente A wird durch eine bezogene Druckdifferenz ausgedrückt: Die Differenz zwischen dem Partialdruck von A an der Platte zum Gesamtdruck wird auf die Differenz zwischen dem Partialdruck in unendlichem Abstand und dem an der Plattenoberfläche bezogen: Ap ≡

p − p Aw p A∞ − p Aw

(5.41)

Der Zähler drückt gewissermaßen die „Lage“ des Stofftransportes aus, je kleiner die Differenz, desto mehr Stoff A ist vorhanden (s. Abb. 5.18). Der Nenner

154


Abb. 5.18. Bezogene mittlere Sherwoodzahl Sheins/Sheins,0 in Abhängigkeit vom AP-Wert nach [Brauer u. Mühle 1967]

beschreibt das treibende Partialdruck- bzw. Konzentrationsgefälle. Je geringer der Absolutwert von Ap, umso mehr muss der einseitige Strofftransport berücksichtigt werden. Für Ap lassen sich folgende Grenzen bestimmen: Absorption (Kondensation): 1 < Ap ≤ ∞ Desorption (Verdunstung): - ∞ ≤ Ap ≤ 0 Zur Bestimmung von Stoffübergangsvorgängen wird der mittlere Stoffübergangskoeffizient β benötigt. Analog zu Gl. (5.18) gilt für den transportierten Massenstrom: M A = A

β

~ ( p Aw − p A∞ ) TR / M A

(5.42)

In Abb. 5.18 findet analog zu Abb. 5.17 ein Vergleich der Sherwoodzahl bei hohen Stoffstromdichten mit demjenigen bei niedrigen statt. Es wird laminare Strömung und die Gültigkeit der Grenzschichthypothese vorausgesetzt. Daher gilt für die Sherwoodzahl bei niedrigen Stoffstromdichten Gl. (5.25 b):

ShLeins ,0 = 0,664

p p − p Aw

Re L Sc1 / 3

(5.25b)

Bei hohen Partialdrücken lässt sich die mittlere Sherwoodzahl berechnen nach [Brauer u. Mühle 1967]:

5.4 Stoffübergang mit heterogener chemischer Reaktion

ShLeins

ª § A p ·º p ¸» « A p ln¨ = 0 ,664 ¨ A p − 1 ¸» p − p Aw « © ¹¼ ¬

155

n

Re L Sc1 / 3

(5.43)

n = 1,4 Absorption 1 ≤ Ap < ∞ n = 1,22 Desorption - ∞ < Ap ≤ 0 Der Quotient dieser beiden Sherwoodzahlen ist in Abb. 5.18 als Funktion des Partialdruckverhältnisses Ap dargestellt. Die Absorption wird durch die Verdrängungsgeschwindigkeit, die bei hohen Partialdrücken auftritt, dahingehend beeinflusst, dass das Konzentrationsprofil an die Platte gedrückt wird und der Konzentrationsgradient an der Wand steigt, im Grenzfall wird er unendlich groß. Deshalb ist das Verhältnis Sheins/Sheins,0 stets größer eins. Für Ap → 1 gilt, dass pA∞→p geht. Das bedeutet, dass fast nur noch Stoff A über der Platte ist. Die Bedingungen für die Absorption sind somit außerordentlich gut, und Sheins geht gegen unendlich. Für Ap → ∞ sind die Partialdrücke pAw und pA∞ bzw. ihre Differenz sehr klein gegenüber dem Gesamtdruck p. Die Sherwoodzahl Sheins geht in die des Stofftransportes bei niedrigem Partialdruck Sheins,0 über. Bei der Desorption wird das Konzentrationsprofil „weggeblasen“, und der Gradient an der Platte vermindert sich. Entsprechend verschlechtert sich der diffusive Stofftransport, die Sherwoodzahl wird kleiner. Für Ap → 0 gilt, dass pAw → p geht. Der Partialdruckgradient an der Plattenoberfläche geht dann wie das Verhältnis Sheins/Sheins,0 der Sherwoodzahlen gegen null. Für Ap → - ∞ sind die Partialdrücke pA∞ und pAw wieder sehr klein gegenüber dem Gesamtdruck p, bzw. annähernd gleich groß, und man erhält den Fall des einseitigen Stofftransportes mit niedrigen Partialdrücken.

5.4 Stoffübergang mit heterogener chemischer Reaktion An der Oberfläche ebener Platten können heterogen katalysierte Reaktionen ablaufen. Die Beschreibung der durch diese Reaktionen ausgelösten Stoffübergangsvorgänge erfolgt unter Verwendung der Stoffbilanz (Gl. (5.23)): wx

∂ cA ∂ cA + wy = DAB ∂x ∂y

§ ∂ 2 cA ∂ 2 cA ¨ + ¨ ∂x2 ∂y2 ©

· ¸ ¸ ¹

(5.23)

Im Unterschied zum rein physikalischen Transport ist die Konzentration an der Plattenoberfläche nun keine Konstante mehr. Als Randbedingung zur Lösung von Gl. (5.23) ist jetzt einzusetzen, dass der durch die Reaktion verbrauchte Stoffstrom gleich dem an die Oberfläche antransportierten Stoffstrom ist (Kopplungsbedingung):

156


æ ∂ cA ö ç ÷ ç ÷ è ∂ y ø y =0

=

kw c nAw DAB

(5.44a)

bzw. in dimensionsloser Darstellung æ ∂ c A / c A∞ ç ç ∂ y/ L è

ö ÷= ÷ ø

2 Da

æ c Aw ç çc è A∞

ö ÷ ÷ ø

n

(5.44b)

Zur Lösung von Gl. (5.23) muss das Geschwindigkeitsfeld w(x,y) ebenfalls bekannt sein. Für die laminare Strömung wurde in Abschn. 5.1.1 die Lösung der Geschwindigkeitsverteilung bei niedrigen Stoffstromdichten bereits dargestellt. Unter Nutzung dieser Ergebnisse sowie der Randbedingungen kann Gl. (5.23) numerisch gelöst werden. Abbildung 5.19 gibt ein Beispiel einer solchen Lösung für verschiedene Damköhlerzahlen Da ≡

k Aw c An −∞1 ⋅ L 2 D AB

(5.45)

an. Mit zunehmender Damköhlerzahl sinkt die Konzentration der reagierenden Komponente an der Plattenoberfläche bis auf null ab. Im Nachlaufgebiet hinter der Platte steigt die Konzentration cA aufgrund des Konzentrationsausgleichs wieder an. Der Konzentrationsabfall vor der Platte ist auf den diffusiven Transport in Strömungsrichtung zurückzuführen, der durch den Konzentrationsgradienten an der Plattenspitze ausgelöst wird. Für die Berechnung der örtlichen Molstromdichte n A(x) kann folgende Beziehung genutzt werden:

Konzentration c A / c A∞

1 Da = 0,1 1 10 100

0,5

ReL = 10 Sc = 1 n=1 y=0 0

-1

0

1

2

3

4

Längskoordinate x* = x / L

Abb. 5.19. Konzentrationsfeld um eine ebene Platte bei heterogener Reaktion an der Platte (y = 0) (nach [Sucker u. Brauer 1979])

5.4 Stoffübergang mit heterogener chemischer Reaktion

n A ( x ) ≡ β (x ) c A∞

157

(5.46)

die gleichzeitig die Definitionsgleichung für den lokalen Stoffübergangskoeffizienten β(x) ist. Wie bei der heterogenen Reaktion im durchströmten Rohr (Abschn. 4.3) wird keine Konzentrationsdifferenz zur Bestimmung von n A(x) genutzt, sondern die Konzentration cA∞ allein. Dies ist notwendig, da die Konzentration cAw, die zur Bestimmung der Konzentrationsdifferenz benötigt würde, unbekannt ist. Die numerische Bestimmung des Konzentrationsfeldes liefert auch den Konzentrationsgradienten an der Wand. Damit kann der molare Fluss der Komponente A berechnet werden: n A ( x ) = − DAB

( ) ö÷

æ ∂ cA x ç ç è ∂y

(5.47)

÷ ø y=0

Damit ist es möglich, die lokalen Sherwoodzahlen Sh x ≡

β (x ) L DAB

(5.48)

in Abhängigkeit von der Damköhlerzahl zu bestimmen. Abb. 5.20 zeigt exemplarisch Shx abhängig von der dimensionslosen Längskoordinate x* = x/L. Bei niedrigen Damköhlerzahlen nimmt die Sherwoodzahl konstante Werte an, was darauf

lokale Sherwoodzahl Shx

10 ReL = 10 Sc = 1 n=1

8

6 Da = 100 10

4

100 2 1 0,1

0 0

0,5

1

Längskoordinate x* = x / L

Abb. 5.20. Darstellung der örtlichen Sherwoodzahl Shx in Abhängigkeit von der dimensionslosen Längskoordinate x* (nach [Sucker u. Brauer 1979])

158


zurückzuführen ist, dass der Stofftransport nur über die Reaktionsgeschwindigkeit bestimmt wird. Dieser Zustand wird als reaktionsgehemmt (cAw = cA∞) bezeichnet. Dagegen ergeben hohe Damköhlerzahlen einen Verlauf der Sherwoodzahl, der demjenigen des rein physikalischen Transports entspricht (vgl. Abb. 5.10). Hier wird der Stoffübergang nur über die physikalische Transportmechanismen begrenzt, es liegt eine Diffusionshemmung vor. Dieser Fall ist bei Da → ∞ gleichbedeutend mit dem rein physikalischen Stofftransport ohne chemische Reaktion. Bei der Auslegung von Reaktoren interessiert im Allgemeinen die insgesamt umgesetzte Stoffmenge. Diese hängt von der mittleren molaren Stoffstromdichte n A ab, die berechnet wird gemäß: n A ≡ β c A∞

(5.49)

Hierin ist β der mittlere Stoffübergangskoeffizient, der sich aus einer Integration des örtlichen Koeffizienten β(x) über die Plattenlänge L ergibt (s. Gl. (5.20)). Abbildung 5.21 enthält die Ergebnisse entsprechender numerischer Rechnungen in Form der Auftragung der mittleren Sherwoodzahl in Abhängigkeit von der Konvektionszahl Re Sc = Pe. Folgende Grenzgesetzmäßigkeiten treten auf: -

Da → ∞: Die Reaktionsgeschwindigkeit ist im Vergleich zur Stofftransportgeschwindigkeit unendlich groß. Es liegt Diffusionshemmung vor, und es gelten die für den physikalischen Transport ohne Reaktion abgeleiteten Zusammenhänge (s. Abschn. 5.2, Gl. (5.26)).

mittlere Sherwoodzahl Sh

104 Sc = 100 n=1

Rekrit = 5.105

Sh = 2 Da β = kw

∞

→ Da 102

102

101 100

100 10-1 Gl. (5.51) 10-2 10-3

Da = 10-2 10-1

101

103

105

107

Pecletzahl Pe = ReL . Sc

Abb. 5.21. Darstellung der mittleren Sherwoodzahl Sh in Abhängigkeit von der Pecletzahl Pe = ReL ⋅ Sc für verschiedene Werte der Damköhlerzahl (nach [Brauer 1985])

5.5 Aufgaben -

Pe → ∞, Da endlich: Der physikalische Stoffübergang ist so gut, dass bis zur Wand die Konzentration cA∞ herrscht. Damit gilt für den Transportstrom

βc A∞ = k w c A∞ → Sh =

-

159

k L β ⋅L =2 w = 2 Da D AB D AB ⋅ 2

(5.50)

Der Stoffübergang ist damit reaktionskontrolliert. Pe → 0: Hier gilt: Sh = k Pe0,1

(5.51)

Für den Faktor k ergeben sich folgende Grenzwerte: k → 0 für Da → 0 und k → 0,8 für Da → ∞. Zu beachten ist, dass die sogenannte Reaktionshemmung allein durch die Definitionsgleichung von β(x) (Gl. (5.46)) deutlich wird. Würde die tatsächliche treibende Konzentrationsdifferenz cA∞ - cAw eingesetzt, so würden sich die Gesetzmäßigkeiten des rein physikalischen Transports ergeben. Der Einfluss der Reaktionsordnung n ist in den üblichen Bereichen für n gering.

5.5 Aufgaben 1. Eine Platte der Breite b = 0,1 m, der Dicke d = 0,001 m und der Länge L = 0,2 m wird im Fall A) von Wasser mit 2 m/s und im Fall B) von Luft mit 5 m/s angeströmt. Wie groß sind die Reibungskräfte für beide Fälle? 2. Eine Platte der Länge L = 1 m und der Breite B = 0,5 m wird mit zwei Fluiden unterschiedlicher Viskosität angeströmt. Dabei wird die Reibungskraft Fw gemessen. a) Aus den aufgenommenen Messdaten ist der Zusammenhang ζ als Funktion von Re zu berechnen und anschließend grafisch darzustellen. Messdaten: Versuch 1 2 3 4 5

η [mPa s] 1000 1000 1 1 1

ρ [kg/m³] 1500 1500 1000 1000 1000

wx∞ [m/s] 0,1 1 0,1 1 10

Fw [N] 1,5 37,5 0,025 1 150

b) Wie groß ist die mittlere Abweichung der Widerstandsbeiwerte von demjenigen, der sich aus der Grenzschichtstheorie ergibt? 3. Eine halbseitig als unendlich ausgedehnt angenommene Newtonsche Flüssigkeit ruht (wx∞=0) auf einer ebenen Platte. Zum Zeitpunkt t = 0 wird die Platte mit

160


einer konstanten Geschwindigkeit w0 in Bewegung gesetzt. Hieraus resultiert ein Impulstransport, der sowohl vom Plattenabstand y als auch von der Zeit abhängt. a) Es soll das Geschwindigkeitsprofil wx(y,t) bestimmt werden. b) In welcher Entfernung von der Plattenoberfläche δ0,01(t) erreicht die Geschwindigkeit noch 1 % von der Plattengeschwindigkeit? Hinweis: Die auftretende Differentialgleichung kann mit folgendem Ansatz gelöst werden: wx/w0 = f (y*), in dem die dimensionslose Variable y* = y/ 4νt genutzt wird. c) Das Geschwindigkeitsprofil soll mit der folgenden vereinfachenden Annahme berechnet werden: wx/w0 = f (y*) mit y* = y/δ (t), wobei f (y*) jede sinnvolle Funktion sein soll, die gewählt werden kann. Beispielsweise: f (y*) = 1 – 3/2 y* + 1/2 y*3 d) Statt einer Newtonschen wird eine nicht-Newtonsche Flüssigkeit, die dem Ostwald de Waale-Ansatz folgt, eingesetzt. Es soll gezeigt werden, dass sich mit dem unter c) praktizierten Vorgehen eine Schichtdicke

δ 0 ,01 (t ) =

é8 æ 3 ö n ê ç ÷ êë 3 è 2 ø

k (n + 1) w0n −1 ù ⋅ tú ρ ú

1 / n +1

û

ergibt. 4. Für die Trocknung von Papier soll ein Gebläse ausgelegt werden. Das Papier wird nach der Herstellung auf lange Bahnen gezogen, denen vor dem Aufwickeln das Restwasser entzogen werden muss. Die Papierbahnen durchlaufen dafür einen Trocknungstunnel. a) Wie groß ist der in die trockene Luft übergehende Massenstrom M H 2O ? b) Welche Geschwindigkeit des Luftvolumenstromes ist zur Erreichung des notwendigen Stoffübergangskoeffizienten erforderlich? c) Welcher Luftvolumenstrom ist für den Trocknungsvorgang bei Gegenstrom nötig? Papier: Breite: Dicke: Geschwindigkeit: Wassergehalt:

b=1m d = 0,1 ⋅ 10-3 m w = 0,78 m/s Δ ρ H 2 O = 30 kg/m³

Papierdichte am Eintritt: Papierdichte am Austritt:

ρein = 83,2 g/m² ρaus = 80,2 g/m²

Trocknungsluft: Temperatur: Wasseraufnahme der Luft:

T = 80 °C Δ ρ H 2 O = 0,094 kg/m³

5.6 Literatur

Diffusionskoeffizient:

D H 2 O /Luft = 2,85 10-5 m²/s

Schmidt-Zahl:

Sc = 0,7

161

5. Feuchte Luft von 20 °C und einer relativen Feuchte ϕ = 0,5 strömt über einen See von ebenfalls 20 °C. Der See ist 200 m ⋅ 50 m groß, und die Luft strömt über die Längsfläche mit einer Geschwindigkeit von 2 m/s. Wieviel Wasser verdunstet stündlich? Gegeben sind der Sättigungsdruck von Wasser pS (20 °C) = 2,337 ⋅ 10-3 MPa und die Sättigungsdichte ρ" (20 °C) = 0,01729 kg/m³. 61. Eine Platte von 2 m Länge und 1 m Breite, die mit einer Schicht aus Naphthalin überzogen ist, wird von Luft bei 0 °C und 1,013 bar mit einer Geschwindigkeit von 10 m/s überströmt. Welcher Stoffstrom ergibt sich für das sublimierende Naphthalin? Sättigungsdampfdruck Naphthalin Diffusionskoeffizient Naphthalin in Luft Kinematische Viskosität der Luft

pS (0 °C) = 1,07 Pa DNaLu (0 °C) = 4,9 ⋅ 10-6 m²/s ν (0 °C) = 1,32 ⋅ 10-5 m²/s

Hinweis: Für die Lösung muss eine mittlere Sherwoodzahl bestimmt werden. Für die lokale Sherwoodzahl bei laminarer Strömung gilt Gl. (5.25a) und bei turbulenter Strömung Sh x = 0,0292 Re x0 ,8 Sc

Der Übergang liegt bei Re = 3 ⋅ 105.

5.6 Literatur Allgemein Baehr HD, Stephan K (1994) Wärme- und Stoffübertragung. Springer, Berlin Heidelberg New York Bird RB, Stewart WE, Ligthfoot EN (2002) Transport Phenomena. 2nd ed John Wiley & Sons, New York Brauer H (1971) Stoffaustausch. Verlag Sauerländer, Aarau Speziell Blasius PH (1908) Grenzschichten in Flüssigkeiten mit kleiner Reibung. Z Math Phys 56:1–37 Brauer H, Mühle J (1967) Stoffübergang bei laminarer Grenzschichtströmung an ebenen Platten. Chem Ing Tech 39:326–334 Brauer H, Sucker D (1976a) Umströmung von Platten, Zylindern und Kugeln. Chem Ing Tech 48:665–671 1

nach [Wronski et al. 1998]

162


Brauer H, Sucker D (1976b) Stoff- und Wärmeübergang an umströmten Platten, Zylindern und Kugeln. Chem Ing Tech. 48:737–741 Brauer H (1985) Transport Processes in Fluid Flow Parallel to Plates. In: Rehm HJ, Reed G (eds) Biotechnology vol. 2, VCH Verlagsgesellschaft, Weinheim, S. 62–75 Eck B (1978) Technische Strömungslehre. 8. Aufl, Springer, Berlin Heidelberg New York Kaufmann W (1963) Technische Hydro- und Aeromechanik. Springer, Berlin Heidelberg New York Mersmann A (1986) Stoffübertragung. Springer, Berlin Heidelberg New York Petukhov BS, Popov VN (1963) Theoretical calculation of heat exchange and frictional resistance in turbulent flow of an incompressible fluid with variable physical properties. High Temperature 1:69–83 Pohlhausen E (1921) Der Wärmeaustausch zwischen festen Körpern und Flüssigkeiten mit kleiner Reibung und kleiner Wärmeleitung. Z ang Math Mech 1:115–131 Prandtl L (1904) Über Flüssigkeitsbewegung bei sehr kleiner Reibung. Verh III Int Math Kongr in Heidelberg, S. 484–491 Schade H, Kunz E (1989) Strömungslehre. 2. Aufl, Verlag Walter de Gruyter, Berlin New York Schlichting H, Gersten K (1997) Grenzschicht-Theorie. 9. Aufl, Springer, Berlin Heidelberg New York Sucker D, Brauer H (1979) Stoffübergang mit chemischer Oberflächenreaktion an umströmten Platten. Wärme- und Stoffübertragung 12:35–43 Wronski S, Pohorecki R, Siwinski J (1998) Numerical Problems in Thermodynamics and Kinetics of Chemical Engineering Processes. Begell House, New York

6 Trocknung fester Stoffe

Unter Trocknung versteht man überlicherweise die vollständige oder teilweise Entfernung von Flüssigkeit aus einem feuchten Gut durch Verdunsten oder Verdampfen. Das Austreiben von Produktfeuchte durch rein mechanische Kräfte ohne Phasenänderung (Schleudern, Pressen) wird im Weiteren ebenso wenig betrachtet wie die Trocknung durch das Eindampfen von Lösungen bzw. durch Adsorption. Der thermische Prozess, die thermische Trocknung, ist energieaufwendiger als die mechanische Entfeuchtung, daher sollten feste Stoffe bevorzugt mechanisch entfeuchtet werden. Die mathematische Behandlung der thermischen Trocknung stößt auf zwei grundsätzliche Schwierigkeiten. Die eine ist die Vielfalt der zu behandelnden Güter mit ihren teilweise komplexen Stoffeigenschaften, die zusätzlich vom Feuchtigkeitsgehalt abhängen. Viele Güter sind empfindliche Naturprodukte, die durch unsachgemäße Trocknung beschädigt werden können: z.B. wird sich Holz bei zu raschem und ungleichmäßigem Feuchtigkeitsentzug verziehen oder gar reißen. Für die Auswahl eines Trocknungsverfahrens ist der Ausgangszustand, in dem das zu trocknende Gut vorliegt, von großer Bedeutung. Grundsätzlich kann das Gut als - Feststoff (rieselfähig, stückig, flächenartig), - Brei bzw. Paste oder - Flüssigkeit (Lösung, Suspension) vorliegen. Die zweite Schwierigkeit besteht darin, dass die Trocknung sich aus mehreren Teilvorgängen zusammensetzt, die sich einander überlagern, und dass Energie- und Stoffaustausch komplex miteinander gekoppelt sind. In diesem Kapitel wird ausschließlich die thermische Trocknung betrachtet. Dazu gehören zunächst die physikalischen Phänomene im feuchten Gut und im feuchten Gas. Daran schließt sich die Erläuterung des Mollier-Diagramms zur Verfolgung und quantitativen Bewertung von Trocknungsvorgängen an. Danach wird die Kinetik der parallel ablaufenden Energie- und Stofftransportprozesse dargestellt. Zum Abschluss werden häufig eingesetzte Trocknerbauarten vorgestellt.

6.1 Grundbegriffe der thermischen Trocknung Die zur Trocknung erforderliche Energie wird in der Regel dem Gut von außen zugeführt, es kann aber auch in ihm gespeicherte oder in ihm dissipierte Energie, z.B. durch Mikrowellen, benützt werden. Bei diesem als thermische Trocknung bezeichneten Vorgang werden also Energie und Stoff gleichzeitig übertragen.


164


Wichtige Begriffe bei der Trocknung sind: Trocknungsgut: Stoff, der von Feuchtigkeit befreit werden soll. Gutsfeuchte: Feuchtigkeit oder Flüssigkeit im Trocknungsgut. Trocknungsmittel: Medium, das die aus dem Trocknungsgut verdunstende Gutsfeuchte aufnimmt und abtransportiert. Für die Entfernung der Feuchtigkeit aus dem Gut existieren grundsätzlich zwei Möglichkeiten: Verdunstung und Verdampfung. Bei der Verdunstung enthält der Gasraum, in den die Feuchtigkeit als Dampf aus dem Trocknungsgut entweicht, noch mindestens ein weiteres Gas. Dieses andere Gas, meistens Luft, liefert in vielen Fällen die zur Trocknung benötigte Energie in Form der inneren Energie. Der Gesamtdruck im Trockner ist bei Verdunstungstrocknung höher als der Partialdruck des aus dem Gut entweichenden Dampfes. Verdampfung hingegen liegt vor, wenn der Gesamtdruck gleich dem Partialdruck des entweichenden Dampfes ist, da die Gasphase ausschließlich aus der dampfförmigen Gutsfeuchte besteht. Abbildung 6.1 verdeutlicht vereinfachend die üblichen Varianten der thermischen Trocknung. Der durch Konvektion, Wärmeleitung oder Strahlung an das zu dient zur Erwärmung des Guts und trocknende Gut übertragene Wärmestrom Q zur Verdunstung oder Verdampfung des Feuchtemassenstroms m D . Die Verdunstungs- oder Konvektionstrocknung ist am häufigsten anzutreffen; Kontaktund Strahlungstrocknung werden hauptsächlich dann angewandt, wenn unter Vakuum getrocknet werden muss. Meistens ist die zu entfernende Komponente in flüssiger Form an das Gut gebunden. Liegt es aber in fester Form vor, so erfolgt die Trocknung durch Sublimation. Man spricht in diesem Fall von Gefrier- oder Sublimationstrocknung. Die physikalischen Vorgänge, die den Trocknungsprozess bestimmen, können eingeteilt werden in gutsinterne und äußere Transportvorgänge. Folgende Grundfragen der thermischen Trocknung müssen für technische Prozesse in allen Fällen beantwortet werden. -

Konvektionstrocknung Gas

Kontakttrocknung mD

Gas

Q

mD

Feuchtes Gut

Feuchtes Gut beheizte Unterlage

Heisses Gas als Wärmeträger und Schleppmittel für den Feuchtedampf

Strahlungstrocknung Gas

Q

mD Feuchtes Gut

Q

Mit Spülgas oder durch Absaugen unter Vakuum entfernter Feuchtedampf

Abb. 6.1. Vereinfachte Varianten der thermischen Trocknung

Mit Spülgas oder durch Absaugen unter Vakuum entfernter Feuchtedampf

6.2 Eigenschaften feuchter Güter

165

1. Wie transportiert man die für die thermische Trocknung notwendige Energie in das Gut? 2. Wie wird der entstehende Dampf abgeführt? 3. Welchen Trocknungsverlauf weist das Produkt auf?

6.2 Eigenschaften feuchter Güter 6.2.1 Arten der Feuchtigkeitsbindung Die im feuchten Körper enthaltene Flüssigkeit ist entweder eine reine Flüssigkeit oder eine Salzlösung. In den meisten Fällen ist Wasser die vorherrschende Komponente der Flüssigkeit. Diese kann auf folgende Arten physikalisch an das zu trocknende Gut gebunden sein: 1. Haftflüssigkeit. Sie bildet auf der äußeren Oberfläche des Gutes einen Flüssigkeitsfilm. Der Dampfdruck der Feuchte entspricht ihrem Sättigungsdruck. 2. Kapillarflüssigkeit. Sie benetzt die inneren Poren poröser Körper und wird während des Trocknens durch Kapillarkräfte an die Außenoberfläche gefördert. Während bei vielen Stoffen der Dampfdruck der Kapillarflüssigkeit dem Sättigungsdruck gleich ist (nichthygroskopisches Verhalten), ist er bei anderen Stoffen unterhalb eines kritischen Feuchtegehaltes geringer. Das Gut wird dann als hygroskopisch bezeichnet. 3. Quellflüssigkeit. Sie benetzt nicht nur die zugängliche Oberfläche des Guts, sondern lässt das Gut aufquellen, so dass es eine Volumenvergrößerung erfährt. Während Haft- und Kapillarflüssigkeit nur die äußeren und inneren Gutsoberflächen benetzen, ist die Quellflüssigkeit Bestandteil der Gutsphase, die sie völlig durchdringt. Ihre Entfernung bei der Trocknung führt zur Schrumpfung des Guts. 4. Kristallwasser. Die Flüssigkeit stellt einen formbildenden Bestandteil des Guts dar, da sie in das Kristallgitter eingebunden ist. Die Entfernung des Kristallwassers erfolgt erst nach Überschreiten einer kristallspezifischen Zersetzungstemperatur, die bei der thermischen Trocknung nicht erreicht wird. Bei engen Poren (ca. 2–30 nm) bilden sich in den Kapillaren konkave Flüssigkeitsoberflächen aus. Wenn die Krümmungsradien dieser Grenzflächen sehr klein werden, stellt sich ein geringerer Partialdruck pKap als der Sättigungsdampfdruck der Flüssigkeit pSD an dieser Stelle ein. Dieser Partialdruck pKap kann mit der Gibbs-Thomson-Beziehung berechnet werden: ln

p Kap p SD

=−

2 ⋅ σ ⋅ cos ϑ

~ ρ L ⋅ rK ⋅ R ⋅ T / M

ϑ: Flüssigkeitsrandwinkel

(6.1)

Es lässt sich zeigen, dass die Dampfdruckerniedrigung bei Wasser erst von Kapillardurchmessern dK < 10-8 m einen merklichen Einfluss gewinnt. Der sinkende Partialdruck beginnt dann den Trocknungsvorgang zu erschweren, weil die treibende Partialdruckdifferenz abnimmt.

166


Der Feuchteanteil, d.h. das Massenverhältnis von Feuchtigkeit und Trockensubstanz, wird im Weiteren als Gutsfeuchte X bezeichnet. Es handelt sich dabei stets um den über den gesamten Gutsquerschnitt gemittelten Wert. Die Beschreibung des Zusammenhangs zwischen dem Flüssigkeitsgehalt des Gutes und dem Partialdruck dieser Flüssigkeit in der umgebenden Gasphase bei konstanter Temperatur im Gleichgewicht wird als Sorptionsisotherme bezeichnet. Die sorptiven Kräfte können neben den Kapillarkräften auch Adsorptionskräfte sowie Valenzkräfte (chemische Bindungen) sein. Die Gutsfeuchte ist meist Wasser und das Trocknungsmittel meist Luft; man trägt deshalb häufig auch den Flüssigkeitsgehalt des Gutes als Funktion der relativen Luftfeuchtigkeit (s. Gl. (6.9)) auf. In Abb. 6.2 ist der typische Verlauf von Adsorptionsisothermen für verschiedene Gutstemperaturen exemplarisch für Kartoffeln nach Daten von [Görling 1956] dargestellt. Hieraus ergibt sich die kleinstmögliche Restfeuchte des Gutes bei gegebenem Zustand des Trocknungsgases. Bei niedrigen Dampfpartialdrücken lagert sich das Wasser in Form einer annähernd monomolekularen Schicht auf der Gutsoberfläche ab; der entsprechende Zusammenhang zwischen Gutsfeuchte und relativer Luftfeuchte kann mit dem Ansatz nach Langmuir (s. z.B. [Grassmann et al. 1997; Mersmann 1970; Sattler 1995]) beschrieben werden. Höhere Luftfeuchtigkeiten führen zur Ausbildung von Schichten mit n Moleküllagen; die Sorptionsisotherme kann mit der Brunauer-Emmett-Teller- (kurz BET-)Gleichung beschrieben werden. Bei hoher Luftfeuchte kommt es schließlich zur Kapillarkondensation.

EinschichtenAdsorption (Langmuir)

MehrschichtenAdsorption (BET)

KapillarKondens. (Thomson)

Gutsfeuchte X

0,5 kg/kg 0,3 40°C

0,2 0°C

20°C 100°C

0,1

80°C 60°C

0

0

0,2

0,4

0,6

0,8

1

Relative Luftfeuchte ϕ

Abb. 6.2. Charakteristische Sorptionsisotherme für ein hygroskopisches Gut am Beispiel von Kartoffeln (Messungen nach [Görling 1956])

6.2 Eigenschaften feuchter Güter

167

Allgemein ist ein Trocknungsgut wie die Kartoffeln dann hygroskopisch, wenn der Gleichgewichtspartialdruck der Feuchte im Gasraum über dem Gut niedriger ist als ihr auf die gleiche Oberflächentemperatur bezogener Sättigungsdampfdruck. 6.2.2 Bewegung der Feuchtigkeit im Gut Die Feuchtigkeitsbewegung im Gut während der Trocknung erfolgt auf zwei unterschiedliche Arten: 1. Flüssigkeitsbewegung durch Kapillar- oder Oberflächenkräfte; 2. Dampfbewegung infolge eines Druck- oder Partialdruckgefälles in gas- bzw. dampfgefüllten Poren des Gutes. Im Folgenden wird die aus dem Gut zu entfernende Flüssigkeit durch den Index W (W = Wasser) und ihr Dampf durch den Index D gekennzeichnet. Dem Gut wird der Index G und der Luft der Index L zugeordnet. Wird eine Kapillare mit einer benetzenden Flüssigkeit gefüllt (s. Abb. 6.3), so steigt diese in der Kapillare aufgrund der Adhäsionskräfte bis zur Höhe H über den Flüssigkeitsspiegel. Aus dem Kräftegleichgewicht

σ ⋅ 2 π rK = ρf g H ⋅ π rK2 ergibt sich: H=

2σ ρ f g rK

2 rK ϑ

H

ρf

Abb. 6.3. Zur Beschreibung der Flüssigkeitsbewegung durch Kapillarkräfte

(6.2)

168


Die Steighöhe H nimmt mit kleiner werdendem Kapillarenradius rK zu. Deshalb saugen enge Kapillaren aus mit ihnen verbundenen weiteren Kapillaren Flüssigkeit an. Auf diese Weise fördern die engen Kapillaren während der Trocknung dauernd neue Flüssigkeit an die Gutsoberfläche. Da im Allgemeinen die Verteilung der Kapillardurchmesser im Gut nicht bekannt ist, sind zur Beschreibung der kapillaren Flüssigkeitsbewegung empirische Ansätze notwendig. Von [Krischer u. Kast 1992] wurde vorgeschlagen, die aus der Feuchtigkeitsverteilung resultierende Feuchtigkeitsbewegung folgendermaßen zu beschreiben: dX ds

m f = −κ ρ ss

(6.3)

Hierbei bezeichnet ρss die Schüttdichte des getrockneten Feststoffs und s die Länge senkrecht zur Stoffübergangsfläche. Der Feuchtigkeitsleitkoeffizient κ, der u.a. von der Gutsfeuchte X abhängt, muss für jedes Gut durch Messung bestimmt werden. Mit abnehmendem Feuchtegehalt nimmt auch κ immer kleinere Werte an. Andererseits hängt der Feuchteleitkoeffizient von den Stoffeigenschaften der Flüssigkeit sowie von der Porenradienverteilung ab. Abbildung 6.4 zeigt Flüssigkeitsleitkoeffizienten für einige Stoffe in Abhängigkeit von der volumenspezifischen Gutsfeuchte. 10-1

Feuchtigkeitsleitkoeffizient κ

m2/h

Quarzitsand

10-2 10-3

Dachziegel

versch. Tone

keram.Masse Ytong

10-4 Ton 10-5 10-6

Kartoffelscheiben

Ziegel Buchenholz

10-7 0

0,2

0,4

0,6

m3/m3

0,8

volumenbezogener Feuchtegehalt ρss / ρW X

Abb. 6.4. Vergleich der Feuchtigkeitsleitzahlen χ aus verschiedenen Untersuchungen in Abhängigkeit vom Feuchtigkeitsgehalt der Volumeneinheit des Trocknungsgutes (Daten nach [Vogelpohl u. Schlünder 1972])

6.3 Eigenschaften des feuchten Gases

169

6.3 Eigenschaften des feuchten Gases In den meisten Trocknungsverfahren wird die aus dem Gut entweichende Feuchtigkeit (vielfach Wasser) durch das Trocknungsmittel Luft, welches über das Gut hinwegstreicht oder durch dieses hindurchgeblasen wird, aufgenommen und abtransportiert. Diese Luft liefert in vielen Fällen gleichzeitig die für die Trocknung erforderlichen Energie. Dem thermodynamischen Verhalten feuchter Luft kommt daher hohe Bedeutung zu. Die im Folgenden für Luft angegebenen Gesetze können analog auf andere Gase übertragen werden. Es ist vorteilhaft, als Bezugsgröße nicht die Gesamtmasse der feuchten Luft zu wählen, sondern lediglich diejenige der trockenen Luft, da diese Masse beim Überstreichen des feuchten Gutes konstant bleibt. Man gibt deshalb den absoluten Dampfgehalt Y der Luft als Beladung in der Form an: Y = MD / ML

(6.4)

Unter der Annahme, dass das feuchte Gas sich wie ein ideales Gas verhält, folgt: ~ ~ pD pD MD ML ML (6.5) = = ~ = ~ Y . pL p ges − p D M D M L M D Hieraus ergibt sich: ~ pD M Y = ~D . M L p ges − p D

(6.6)

~ Für das System Wasserdampf-Luft ergibt sich mit M D = 18 kg kmol-1 und

~ M L = 29 kg kmol-1:

Y =

pD pD 18 = 0,622 29 p ges − p D p ges − p D

(6.7)

Die maximale Masse an Wasserdampf, die Luft bei einer bestimmten Temperatur aufzunehmen vermag, ist durch den Sättigungsdruck pSD gegeben, der zu dieser Temperatur gehört YS ( T ) = 0,622

p SD ( T ) p ges − p SD ( T )

(6.8)

wobei der Index S den Sättigungszustand kennzeichnet. Für den Vergleich zwischen vorhandenem und maximalem Feuchtegehalt kann die relative Feuchtigkeit ϕ verwendet werden:

ϕ≡

pD Y p ges − p D = p SD YS p ges − p SD

(6.9)

170


Die Zustandsänderungen feuchter Luft lassen sich anschaulich im EnthalpieKonzentrations-Diagramm von [Mollier 1923] verfolgen (s. Abb. 6.6). Hier ist die Enthalpie des feuchten Gases h als Funktion des absoluten Dampfgehaltes Y dargestellt; beide Größen bezogen auf 1 kg trockene Luft. Die Gesamtmasse der feuchten Luft beträgt pro kg trockener Luft (1 + Y) kg, ihre Enthalpie ist dann gegeben durch: h1+Y = 1 ⋅ hL + Y ⋅ hD

(6.10)

Als Konvention wird die Enthalpie der trockenen Luft von 0 °C und die des flüssigen Wassers von 0 °C gleich null gesetzt. Für eine Temperatur ϑ (in °C) ist dann h1+Y = c pLϑ + Y (Δhv + c pDϑ )

(6.11)

wobei Δhv die Verdampfungsenthalpie des Wassers bei 0 °C ist. (Rein formal müsste in Gl. (6.11) die Temperaturdifferenz (T–TBezug) auftreten. Da die Bezugstemperatur 0 °C gewählt wurde und Temperaturdifferenzen in K und in °C identisch sind, kann statt (T–TBezug) mit der Temperatur in °C gerechnet werden.) Stellt man den Zusammenhang h1+Y = h1+Y (Y, ϑ) in einem Diagramm mit rechtwinkligen Koordinaten dar, wird der wichtige Bereich der ungesättigten, feuchten Luft in einen schmalen Keil zusammengedrängt. Mollier wählte deshalb ein schiefwinkliges Koordinatensystem, in welchem die Y-Achse so geneigt ist, dass die Isotherme der feuchten, ungesättigten Luft für ϑ = 0 °C horizontal wird. Der Aufbau des Diagramms ist vereinfacht in Abb. 6.5 dargestellt. Mit Gl. (6.11) lassen

ϑ

Enthalpie h1+Y

Y . cpD . ϑ h1

+Y

cpL . ϑ

ϑ = 0 °C

0

Da mp fbe lad ung

Y . Δhv Y

h1

+Y

=0

Abb. 6.5. Zur Erläuterung des Aufbaus des Mollier-Diagramms

6.3 Eigenschaften des feuchten Gases

171

sich die Enthalpien h1+Y für angenommene Dampfgehalte Y und Temperaturen berechnen. Es ergeben sich schräg nach unten verlaufende Isenthalpen und leicht aufsteigende Isothermen. Das in Abb. 6.6 dargestellte vollständige Mollier-Diagramm gilt für den Gesamtdruck von 1 bar. Vergrößert man den Feuchtegehalt bei einer bestimmten Temperatur und einem bestimmten Dampfdruck immer weiter, so steigt auch die relative Sättigung an, bis beim Wert YS diese Größe den Wert eins erreicht. Eine weitere Zufuhr von Feuchte kann vom System nicht mehr dampfförmig aufgenommen werden, sondern nur noch in kondensierter Phase. Die Sättigung ist erreicht. Das Enthalpie-Konzentrations-Diagramm enthält die sogenannte Sättigungslinie, welche für die relative Feuchte M = 1 gilt. Unterhalb dieser Kurve erstreckt sich das Nebelgebiet, in welchem eine feste oder flüssige Wasserphase mit einer gasförmigen gesättigten Phase im Gleichgewicht steht. Die über YS hinausgehende Flüssigkeitsbeladung geht nicht mehr in die Gasphase über, so dass sich im Nebelgebiet die Isothermen nur noch wenig von den Isenthalpen im Steigungsmaß unterscheiden. Schließlich sind im Untersättigungsgebiet Linien gleicher relativer Sättigung M = const eingetragen. Hat ein System einen größeren Feuchtegehalt als den Sättigungswert Y = YS, berechnet sich die Enthalpie nach der Gleichung

Abb. 6.6. Enthalpie-Konzentrations-Diagramm für feuchte Luft mit einem Gesamtdruck von 1 bar nach Mollier

172


h1+Y = c pLϑ + YS ( Δhv + c pD ⋅ ϑ ) + ( Y − YS ) c pW ϑ

(6.12)

für flüssiges Wasser. Will man ein derartiges Diagramm für einen anderen Gesamtdruck als 1 bar berechnen, so verschiebt sich vor allem die Sättigungslinie, während die Isenthalpen ihre Lage beibehalten, weil die spezifischen Wärmen im Bereich kleiner Drücke nur wenig druckabhängig sind.

6.4 Darstellung der einstufigen Trocknung im MollierDiagramm 6.4.1 Beharrungstemperatur Eine kleine wasserfeuchte Gutsoberfläche werde von Luft mit der Temperatur ϑL überströmt. Das Gut möge an einer Stelle zu einem bestimmten Zeitpunkt die Oberflächentemperatur ϑ0 besitzen. Der von der Luft an das Gut übertragene beträgt dann: Wärmestrom Q Q = α A ( ϑ L − ϑ0 ).

(6.13)

Während dieser Wärmestrom eine Erhöhung der Gutstemperatur bewirkt, findet gleichzeitig eine Verdunstung des Wassers statt, die zu einer Abnahme der Gutstemperatur führt. Es stellt sich die Frage, welche Oberflächentemperatur ϑ0 sich nach einer gewissen Zeit einstellt. Hierbei ist es zweckmäßig, zunächst nur eine sehr kleine Gutsoberfläche zu betrachten. Eine solche feuchte Oberfläche liegt z.B. beim Feuchtthermometer des Psychrometers nach Assmann vor, s. Abb. 6.7a. Daneben ist das trockene Thermometer angeordnet, welches die Lufttemperatur ϑL misst. Überströmt eine große Luftmenge eine kleine feuchte Gutsoberfläche, ändert sich der Luftzustand kaum. Die feuchte Gutsoberfläche oder das feuchte Thermometer des Psychrometers nehmen dagegen nach kurzer Zeit die Beharrungstemperatur ϑB an, welche sich mit Hilfe der Betrachtung berechnen den Massenstrom M des Wassers verlässt, dass der zugeführte Wärmestrom Q dunsten muss. Eine Energiebilanz liefert unter Einbeziehung des Wärme- und Stoffübergangs:

α A (ϑ L − ϑ B ) = m A Δhv = β A

Δhv

~ RT / M D

[ p SD (ϑ B ) − p D ]

(6.14)

Die feuchte Luft wird hierbei als ideales Gas behandelt. Die Temperaturdifferenz ϑL - ϑB beträgt:

ϑL −ϑB =

p D ö β Δhv p SD (ϑ B ) β Δhv p SD (ϑ B ) æ ç1 − ÷= (1 − ϕ ) ~ ~ ç ÷ α p α RT / M D RT / M D SD (ϑ B ) ø è

(6.15)

6.4 Darstellung der einstufigen Trocknung im Mollier-Diagramm

173

Luft ϑL ϑL, pD

trocken

ϑ0

psychrometrische Differenz ϑL − ϑ0

50 0

K /p

SD

40

ϕ

=

p

D

0,1 0,2

Fe uc ht e

30

0,3

re lat i ve

20

0,4 0,5 0,6 0,7 0,8 0,9

10

feucht

0 0

20

40

60

80 °C 100

Temperatur trockenes Thermometer

Abb. 6.7. a) Überströmen einer kleinen feuchten Gutsfläche beim Assmann-Psychrometer zur Messung der Beharrungstemperatur; bei Beharrung wird ϑ0 = ϑB. b) Psychrometrische Differenz in Abhängigkeit von der Temperatur des trockenen Thermometers mit der relativen Feuchte als Parameter (nach [Mersmann 1980])

Wenn die Analogie zwischen Wärme- und Stoffaustausch erfüllt ist, hängt das Verhältnis β/α der Übergangskoeffizienten von der Lewiszahl Le = a/D ab. Handelt es sich um eine halbdurchlässige Wand, so gilt: æ ( p D )m α = Le1− n ç1 − ç βρ L c pL p ges è

ö ÷ ÷ ø

mit ( p D )m =

p SD (ϑ B ) + p D 2

(6.16)

Der Exponent n hängt von den Strömungsverhältnissen ab. Im Fall der turbulenten Strömung des Trocknungsmittels mit laminarer Grenzschicht gilt n = 1/3. Damit ergibt sich folgende Beziehung für die Temperaturdifferenz: p SD (ϑ B )

ϑL −ϑB = c pL ρ L

æ

Le 1−n ç1 − ç è

( pD )m p ges

ö ÷ ÷ ø

Δ hv ~ (1 − ϕ ) RT / M D

(6.17)

Hierin ist die Größe pSD(ϑB) der Sättigungsdruck bei der Beharrungstemperatur ϑB. In Abb. 6.7b ist die sogenannte psychrometrische Differenz ϑL - ϑB = ϑL - ϑ0 abhängig von der Lufttemperatur ϑL mit der relativen Luftfeuchtigkeit ϕ als Parameter gemäß Gl. (6.17) dargestellt. Beim Assmann-Psychrometer ist darauf zu achten, dass der Überzug des feuchten Thermometers reichlich mit sauberem Wasser gefüllt ist und die Luftgeschwindigkeit einen bestimmten Wert überschreitet. Hierfür sorgt ein kleines Gebläse am Kopf des Messgerätes.

174


6.4.2 Kühlgrenztemperatur Strömt nun Luft über eine ausgedehnte feuchte Gutsoberfläche, herrscht an jeder Stelle eine andere Oberflächentemperatur. Betrachtet man eine differentielle Gutslänge dz, so tritt das Gas in den Bilanzraum nach Abb. 6.8 mit der Enthalpie h ein und mit der Enthalpie h + dh aus. Die verdunstete Feuchtigkeitsmenge M L dY besitzt die Enthalpie M L dYcpw(ϑs0 + dϑs0/2). Eine Enthalpiebilanz liefert M L h1+Y + M L dYc pW

æ ççϑ s 0 è

+

dϑ s 0 ö ÷ = M L ( h1+ Y + dh1+ Y ) 2 ÷ø

(6.18)

oder unter Vernachlässigung des Produktes zweiter Differentiale dh1+Y = c pW ϑ s 0 dY

(6.19)

Damit ist es möglich, die Richtung der Zustandsänderung der Luft in einem Enthalpie-Beladungsdiagramm für feuchte Luft anzugeben, s. Abb. 6.9. Beim Überströmen der Gutsoberfläche wird die Luft kälter (um den Energiebedarf für die verdunstende Flüssigkeit aufzubringen) und feuchter, wobei sich die Oberflächentemperatur ϑs0 des feuchten Gutes nur wenig ändert. Streng genommen ist die Kurve der Zustandsänderung der Luft eine gekrümmte Linie, welche man für praktische Rechnungen durch eine Gerade genügend genau beschreiben kann (s. z.B. [Kneule 1975]), s. Abb. 6.9. Die Art der Krümmung hängt davon ab, ob die Lewiszahl Le größer oder kleiner als eins ist. Nach einem unendlich langen Weg erreichen Gas und Gut dieselbe Temperatur. Diese sogenannte Kühlgrenztemperatur ϑK stellt die niedrigste Temperatur dar, auf die Wasser durch Luft des betrachteten Anfangszustands abgekühlt werden kann. Das Gas ist dann bis in den Kern hinein gesättigt, d.h. es herrscht der bei der Kühlgrenztemperatur vorhandene Sättigungsdruck des Wassers überall im Gas. Das System ist im thermischen und stofflichen Gleichgewicht. Die Oberflächentemperatur lässt sich für praktische Rechnungen leicht dadurch bestimmen, dass Grenzen des Bilanzraums ML , h1+Y

ML , h1+Y + dh1+Y

Luft ϑL , Y

ϑ L + dϑ L, Y + dY

ML dY

feuchtes Gut

ϑs0

z

z + dz

Abb. 6.8. Stoff- und Enthalpiebilanz eines Volumenelements

ϑs0 + dϑs0


ϑ L1

ϑL1

Temperatur ϑ

175

ϑL2

ϑ L2

ϑK

ϑK

ϕ=

1

ϑs0 ϑK

h 1+Y

0

L Gutslänge z

Beladung Y

Abb. 6.9. Verlauf der Gas- und Gutstemperatur in Abhängigkeit von der Gutslänge im Enthalpie-Konzentrationsdiagramm für feuchte Luft

man die entsprechende Nebelisotherme durch den Luftzustandspunkt verlängert. Differenziert man die für die Nebelisothermen gültige Gl. (6.12), so folgt dh1+Y = c pW ϑ dY

entsprechend Gl. (6.19). Ist die Oberflächentemperatur ϑ0 sehr klein, gilt angenähert dh ≈ 0 oder h ≈ const . dY

Dies bedeutet, dass dann die Kurve der Zustandsänderung der Luft angenähert einer Isenthalpen folgt. Dies lässt sich dadurch erklären, dass der Enthalpieverlust der Luft wegen der Abkühlung ungefähr ausgeglichen wird durch die Zunahme der Enthalpie infolge eines vergrößerten Dampfgehaltes Y entsprechend der Beziehung

(

h = c pLϑ + Y Δhv + c pD ⋅ ϑ

)

(6.20)

6.4.3 Einstufiger Trockner Diese Ergebnisse werden nun auf einen einstufigen Trockner angewendet, wie er in Abb. 6.10 dargestellt ist. Dem in den Aufheizer einströmenden Luftstrom M L zugeführt. Hierbei wird die Luft von der Temperatur ϑ wird der Wärmestrom Q L1

ϕ

60°C 2

0,1


=

176

2

3

h1,ϑL1

h2, ϑL2

h3,ϑL3

Erhitzer

2

40

Trockner 3 20

80

Ms ϑs aus

1 60

Ms ϑs ein

0 10

Q

0 12

30

3 0, 4 0, 0,6 0,8 1, 0

g J/k 0k 14

ML

0,

50

0 16

1

40

10 20

0

0,01

0,02

0,03

Beladung

kgWasser kgtr. Luft

0,05

Y

Abb. 6.10. Darstellung des Trocknungsvorgangs in einem einstufigen Trockner im Enthalpie-Konzentrations-Diagramm für feuchte Luft

auf die Temperatur ϑL2 erwärmt, wobei sich die Enthalpie ebenfalls von h1 auf h2 erhöht. Diese Erwärmung stellt im Mollier-Diagramm das senkrechte Geradenstück von 1 nach 2 dar; die Feuchtebeladung der Luft bleibt beim Erwärmen konstant. Strömt nun das Gas über das zu trocknende wasserfeuchte Gut, erfolgt die Zustandsänderung der Luft nach Abschn. 6.4.2 entlang einer Geraden. Diese Linie ist durch die Kühlgrenztemperatur charakterisiert, d.h. durch die durch den Punkt 2 verlängerte Nebelisotherme. Da die Nebelisotherme etwas flacher verläuft als die Isenthalpe, erhöht sich die Enthalpie der feuchten Luft geringfügig von h2 auf h3. Mit der Enthalpie-Differenz Δh von 1 nach 2 errechnet sich der Energiebedarf dann zu Q = Δh M L

(6.21)

Der Punkt 1 ist durch den Zustand der angesaugten Luft festgelegt. Die zulässige Erwärmung richtet sich häufig nach der Temperaturbeständigkeit des Gutes; der Punkt 3 der feuchten Luft ergibt sich aus Wirtschaftlichkeitsüberlegungen. Würde dieser Punkt auf der Sättigungslinie ϕ = 1 liegen, so wäre ein unendlich langer Trockner erforderlich. Denn sowohl das treibende Temperatur- wie auch das Partialdruckgefälle vermindern sich immer weiter, um bei der relativen Sättigung von ϕ = 1 den Wert null zu erreichen. Schließlich ist in Abb. 6.11 ein Trockner mit Umluftbetrieb dargestellt. Die einzelnen Vorgänge lassen sich wiederum effektiv im Enthalpie-BeladungsDiagramm für feuchte Luft verfolgen. Dem Trockner wird kontinuierlich der Gutsstrom mit der Eintrittstemperatur ϑs ein zugeführt und mit der Austrittstempe ratur ϑs aus abgezogen. Der umlaufende Gasstrom M LUm wandert durch den


ϕ

=

0,1

60°C

Q

0, 3 4 0,

1

40

M'

1

60 40 20

Ms ϑs aus

0 0

20

2

10

Ms ϑs ein

12 10

ML, h2 Trockner

80

ML Um, hUm

2

1, 0

g J/ k 0k

30

0

Mischer

14

Erhitzer

M

2

16

M'

M

0,

50

ML, h1

177

0

0,01

0,02

0,03

Beladung

kgWasser kgtr. Luft

0,05

Y

Abb. 6.11. Darstellung des Trocknungsvorgangs im einstufigen Trockner mit Umluftbetrieb im Enthalpie-Konzentrations-Diagramm für feuchte Luft

Trockner. Die Zustandsänderung ist als Gerade M2 im Mollier-Diagramm durch den Punkt M auf der verlängerten Nebelisotherme angegeben. Hier ist wiederum eine Sättigung der Luft von ϕ = 0,8 angenommen. Luft mit dem Zustandspunkt 2 wird mit Frischluft entsprechend dem Zustandspunkt 1 gemischt. Der Mischungspunkt M' muss auf der Verbindungsgeraden zwischen 1 und 2 liegen, wobei die Lage sich mit Hilfe der Mischungsregel berechnen lässt. Dieses Gasgemisch mit dem Feuchtegehalt YM wird nun bei konstanter Beladung im Heizregister erwärmt. Dies entspricht einer Zustandsänderung von M' nach M. Die pro kg zu entfernendes Wasser benötigte Wärme ist ein Maß für die Ener giekosten des Trockners. Dem Gut und dem Feststoffmassenstrom M s soll insge samt die Feuchtemenge M w entzogen werden: M w = M s ( X ein − X aus )

(6.22)

Diese Größe lässt sich mit Hilfe einer Stoff- und einer Enthalpiebilanz ermitteln. Für die aus dem Gut entfernte Feuchtemenge gilt: M w = M L (Y2 − Y1 ).

(6.23)

Eine Energiebilanz um den Trockner ohne Berücksichtigung von Wärmeverlusten bei vollkommener Trocknung des Gutes liefert folgende Beziehung: M L h1 + M s c s ϑ s ein + M w c pW ϑ s ein + Q = M L h2 + M s c s ϑ s aus .

Durch eine Umstellung erhält man:

(6.24)

178


Δh L ≡

Q M w

=

M L M w

(h2 − h1 ) +

M s M w

(

)

c s ϑ s aus − ϑ s ein − c pW ϑ s ein .

(6.25)

In vielen Fällen unterscheiden sich die Eintritts- und Austrittstemperatur des Gutes nicht wesentlich von der Kühlgrenztemperatur. Mit der Vereinfachung

ϑ s ein ≈ ϑ s aus ≈ ϑ K erhält man schließlich für den spezifischen Energieaufwand

ΔhL =

h2 − h1 − c pW ϑ K . Y2 − Y1

(6.26)

Ein günstiger Energieverbrauch pro kg entferntes Wasser lässt sich dann erreichen, wenn die Gerade 12 eine möglichst kleine Steigung dh/dY = (h2–h1)/ (Y2–Y1) hat, also wenn die austretende Luft weitgehend gesättigt ist. Dies führt aber zu längeren Trocknern und damit zu höheren Investitionskosten. Auch in diesem Falle wird man den Apparat und dessen Betriebsparameter so wählen, dass die Gesamtkosten ein Minimum aufweisen. Der Umluftbetrieb führt im Vergleich zum einstufigen Trockner zu keiner Änderung des Energieverbrauchs. Dieser hängt lediglich vom Ein- und Austrittszustand der Trocknungsluft (Gl. (6.26)) ab. Der Vorzug eines solchen Trockners besteht darin, dass die notwendigen Lufttemperaturen nach der Aufheizung zur Erzielung eines bestimmten Endzustands der Trockenluft geringer sind als beim einstufigen Trockner. Dies ist insbesondere bei temperaturempfindlichen Gütern von Bedeutung.

6.5 Wärmeübertragung an das feuchte Gut Die Energiezufuhr an das Gut wird technisch auf unterschiedliche Arten realisiert. Im Wesentlichen sind dies die freie und erzwungene Konvektion, die Wärmeleitung, die Wärmestrahlung sowie Kombinationen dieser Phänomene. Bisweilen wird auch im Gut gespeicherte innere Energie (adiabate Vakuumtrocknung) oder im Gutsinneren dissipierte Energie (dielektrisches Trocknen, Mikrowellen) herangezogen. 6.5.1 Konvektionstrocknung In der technischen Anwendung ist die Konvektionstrocknung am weitesten verbreitet. Hierbei überträgt ein heißes Gas (Luft, Inertgase, Rauchgase oder überhitzter Wasserdampf) die Energie an das zu trocknende Gut. Es nimmt dabei zugleich als Trocknungsmittel die aus ihm entweichende Feuchtigkeit auf und führt sie aus dem Trockner fort.

6.6 Kinetik der Trocknung, Trocknungsverlauf

179

Bei der Konvektionstrocknung wird die Wärmeübertragung mit Hilfe von Wärmeübergangskoeffizienten α berechnet: Q = α A (TL − Ts 0 ) (6.27) Die Gesetze der Wärmeübertragung vom Gas an das zu trocknende Gut durch Konvektion sind denen für die Wärme- bzw. Stoffübertragung von einem fluiden Medium an eine feste Wand völlig analog (s. Kap. 5). Für viele in der Trocknungstechnik wichtige Fälle existieren entsprechende Messdaten (s. z.B. [Krischer u. Kast 1992]). 6.5.2 Kontakttrocknung (konduktive Trocknung) Bei der Kontakttrocknung befindet sich das Gut auf beheizten Flächen, von denen es durch Leitung Energie aufnimmt. Diese Wärmeleitung wird durch die FourierGleichung (Gl. (1.4)) beschrieben: Q = − λ A

dT ds

(6.28)

Die Integration dieser Gleichung gestaltet sich schwierig, da die Wärmeleitfähigkeit des Gutes in vielen Fällen nicht konstant ist, sondern stark von seiner Feuchtigkeit und Porosität abhängt. Zusätzlich kann noch eine Richtungsabhängigkeit der Wärmeleitfähigkeit auftreten, wie z.B. bei Holz. Die Wärmeleitfähigkeit poröser Güter liegt zwischen der des homogenen Feststoffes und der des Porengases. In Abb. 6.12 ist der Bereich gemessener Leitfähigkeiten für mineralische porige Stoffe über der Porosität aufgetragen. Neben der molekularen Wärmeleitung beobachtet man bei feuchten Gütern noch Wärmeleitung durch Diffusion: an wärmeren Stellen verdunstetes Wasser gelangt durch Diffusion in die kälteren Zonen des Gutes, wo es wieder kondensiert und dabei Energie abgibt.

6.6 Kinetik der Trocknung, Trocknungsverlauf Die Kinetik der Trocknung beschreibt die Veränderung der mittleren Gutsfeuchte und der mittleren Gutstemperatur mit der Trocknungszeit. Der so erfasste Trocknungsverlauf wird durch die Art des Feuchteguts und seine Feuchtebindung, durch das gewählte Trocknungsverfahren und die bei der Trocknung eingestellten Betriebsbedingungen bestimmt. Zur Trocknung oder Desorption der Flüssigkeit ist erforderlich, dass der Partialdruck des zu entfernenden Stoffes in der Umgebung des Trocknungsgutes kleiner ist als der Gleichgewichtsdruck pi* an der Gutsoberfläche: pi < pi* (Abb. 6.13). Hierzu wird das Gut erwärmt, und zwar bei der Kontakttrocknung durch

180


4 zfa en Gr

QII

Feststoff

ll I

QI

Wärmeleitfähigkeit λ

W mK 3

Grenzfall II

2

1

Em pir We isch rte e

Luft Grenzfall II

Grenzfall I

0 0

25

50

Vol.-%

100

Porosität ε

Abb. 6.12. Einordnung der Wärmeleitfähigkeit mineralischer poriger Stoffe zwischen berechenbaren Grenzwerten (nach [Kirscher u. Kast 1992])

Kontakt mit einer heißen Fläche, während bei der Konvektionstrocknung ein heißes Hilfsgas (häufig Luft) das Gut über- oder durchströmt. Im Allgemeinen besteht eine Trocknungsaufgabe darin, eine Gutsmasse MS von der Anfangsfeuchte Xein auf eine gewünschte Endfeuchte Xaus zu trocknen und dabei die Flüssigkeitsoder Feuchtemenge MS(Xein - Xaus) zu entfernen. Hierzu ist die Trocknungszeit τ erforderlich. Trocknungsgas

Transportweg

Tg

pi

Q

Ts0

mf

Flüssigkeit

Feststoff

pi*(Ts0)

δp Gasgrenzschicht

Gastemperatur T Partialdruck pi

Abb. 6.13. Zur Erläuterung der Oberflächenverdunstung, charakteristisch für den I. Trocknungsabschnitt


181

Abbildung 6.14 links oben zeigt den Verlauf der Gutsfeuchte X abhängig von der Zeit t. Häufig verringert sich die Gutsfeuchte zunächst linear mit der Zeit, um dann von einer bestimmten kritischen Gutsfeuchte an schwächer abzunehmen. Dies hängt damit zusammen, dass zunächst alle Kapillaren des zu trocknenden Gutes bis zur Gutsoberfläche gefüllt sind und evtl. sogar ein Flüssigkeitsfilm auf der Gutsoberfläche besteht, so dass die Oberflächenverdunstung (s. Abb. 6.13) oder allgemein die Intensität des Wärme- und Stoffüberganges zwischen dem Trocknungsmittel und der Oberfläche des Gutes den Trocknungsverlauf bestimmen. Dieser Bereich wird als I. Trocknungsabschnitt bezeichnet. Nach Überschreiten der kritischen Gutsfeuchte wird der Trocknungsverlauf auch durch die Vorgänge im Inneren des Gutes bestimmt und hängt dann zusätzlich von bestimmten Gutseigenschaften (Wärme- sowie Feuchteleitfähigkeit, Dampfdurchlässigkeit) ab. Die Massenstromdichte m f an der Oberfläche eines zu trocknenden Gutes wird als Trocknungsgeschwindigkeit bezeichnet. Eine Feuchtebilanz eines Gutes mit der überströmten Oberfläche A und der Schichtdicke s liefert - A s ρss dX = m f A dt

(6.29)

oder

Knickpunkt

dX . dt

(6.30)

II. Trocknungsabschnitt

I. Trockn.hygroskopisches Gut abschnitt nicht X* hygrosk. Gut 0 tKn 0 Zeit t II. Trocknungsabschnitt I. Trockn.abschnitt

nicht hygrosk. hygroskopisch

0 0

tKn Zeit t

zeitl. Feuchteänderung -dX/dt

zeitl. Feuchteänderung -dX/dt

Gutsfeuchte X

m f = − s ρss

II. Tr.abschnitt

I. Trocknungsabschnitt

nicht hygrosk.

0 0

hygrosk. X*

XKn

Gutsfeuchte X

Abb. 6.14. Gutsfeuchte in Abhängigkeit von der Zeit (oben); zeitliche Feuchteänderung in Abhängigkeit von der Zeit (links unten) und in Abhängigkeit von der Gutsfeuchte (rechts unten) (nach [Mersmann 1980])

182


Die Trocknungsgeschwindigkeit ist dem Differentialquotienten -dX/dt der Gutsfeuchte nach der Zeit proportional. Abb. 6.14 zeigt links unten die zeitliche Feuchteänderung abhängig von der Zeit t, während im Bild rechts diese Größe abhängig von der Gutsfeuchte dargestellt ist. Im I. Trocknungsabschnitt ist die Trocknungsgeschwindigkeit konstant. Der Bereich abnehmender Trocknungsgeschwindigkeit wird II. Trocknungsabschnitt genannt. 6.6.1 I. Trocknungsabschnitt Im I. Trocknungsabschnitt wirkt die feuchte Gutsoberfläche mit der Temperatur dient dazu, T0 wie eine Flüssigkeitsoberfläche. Der übertragene Wärmestrom Q den Massenstrom M der zu entfernenden Flüssigkeit zu verdunsten. Es gilt für eine bestimmte Stelle mit der Gastemperatur Tg:

(

)

Q = A q = α A T g − Ts 0 = m f A Δhv

oder q = m f Δhv

(6.31)

Die Wärmestromdichte ist gleich der Massenstromdichte multipliziert mit der Verdampfungswärme. Die Berechnung von Trocknern im I. Trocknungsabschnitt ist relativ einfach, weil Vorgänge im Inneren des Gutes außer Betracht bleiben können. Die Gastemperatur nimmt in Strömungsrichtung z ab, während die Gasfeuchte Y zunimmt. Die Gutsfeuchte verringert sich in Transportrichtung, während die Gutsoberflächentemperatur Ts0 annähernd konstant ist und der Kühlgrenztemperatur entspricht. Der im differentiellen Trocknervolumen ATrockner dz übertragene Wärme beträgt, wenn die Trocknerlänge oder -höhe z in Richtung des Gases strom d Q festgelegt wird und ATrockner die senkrecht zu z stehende Querschnittsfläche ist (s. Abb. 6.15):

(

)

dQ = α T g − Ts 0 dA = − M g c p dT g

(6.32)

oder unter Berücksichtigung von dA = a ATrockner dz mit a = A/V (volumenbezogene Oberfläche) dann −

dTg Tg − Ts 0

Nach Integration erhält man

=

α a ATrockner dz M g c p

(6.33)


183

Abb. 6.15. Temperaturverlauf in einem Konvektionstrockner über der Lauflänge innerhalb des I. Trocknungsabschnitts

Tg aus

L

³

Z

dz

0

³

M g c p

dT g

T g Ts 0 D a ATrockner

(6.34)

Tg ein

,

Länge oder Höhe

Zahl der Übergangs einheiten N-

Höhe einer Übergangse inheit H-

Analog zur Stoffübertragung ist die Apparatelänge gleich der Zahl der Übergangseinheiten N- multipliziert mit der Höhe einer Übergangseinheit H-. Der Temperaturverlauf des Gases im Trockner ergibt sich, wenn Ts0 konstant ist, zu §

Tg ein Ts0 exp ¨¨ D

T g ( z ) Ts 0

©

a ATrockner ·¸ z ¸ M g c p ¹

(6.35)

übertraIm ganzen Trockner mit der Gesamtlänge L wird der Wärmestrom Q gen: Q

M g c p Tg

ein

Tg

aus

D a ATrockner L

Tg ln

ein

Tg aus Ts 0

Tg

ein

Tg

aus

Ts 0

D a ATrockner L ' Tln

(6.36)

184


( z ) im I. Trocknungsabschnitt erDie örtliche Trocknungsgeschwindigkeit m I gibt sich zu

m I ( z ) =

æ α a A ö α α Trockner ( Tg ( z ) − Ts 0 ) = T g ein − Ts 0 exp ç − z ÷. ç ÷ Δhv Δhv M gcp è ø

(

)

(6.37)

Die mittlere Trocknungsgeschwindigkeit m I im I. Trocknungsabschnitt beträgt schließlich

α ΔTln . Δhv

m I =

(6.38)

Die Änderung des Luftzustandes kann mit Hilfe eines Mollier-Diagramms auf der Verlängerung der entsprechenden Nebelisothermen verfolgt werden und damit auch die Zunahme der Gasfeuchte abhängig von der Gastemperatur. Die Abnahme der Gutsfeuchte ergibt sich aus einer Stoffbilanz zu − M s dX = M g dY

(6.39a)

oder in Differenzenform

ΔX = −

M g ΔY M s

(6.39b)

Mit dem Massenstrom M g des Gases besteht folgender Zusammenhang zwi f und der Änderung der Gasbeladung bei schen der Trocknungsgeschwindigkeit m einer Gutsdicke s: m f = − sρ ss

dX d (M g ⋅ Y ) 1 . = dt dt A

(6.40)

Unter der Trocknungszeit τ wird bei einem diskontinuierlich betriebenen Trockner die Zeit verstanden, welche erforderlich ist, um das Gut von der Anfangsfeuchte Xein auf die Endfeuchte Xaus zu trocknen. Ausgehend von den aufgestellten Gleichungen erhält man hierfür: τ

τ = ò dt = − 0

X aus

ò X ein

s ρ ss dX . m f

(6.41)

Da die örtlich gemittelte Trocknungsgeschwindigkeit m f = m I im I. Trocknungsabschnitt zeitlich konstant ist, erhält man schließlich für die einseitig überströmte Platte:


W

s U ss X ein X aus m I

s U ss 'hv X ein X aus D 'Tln

U ss 'hv X ein X aus . D a ' Tln

185

(6.42)

Hiernach ist die Trocknungszeit um so kürzer, je größer der Wärmeübergangskoeffizient D und die mittlere logarithmische Temperaturdifferenz sind. Kurze Trocknungszeiten lassen sich dann erzielen, wenn die Schichtdicke s des Gutes klein oder dessen volumenbezogene Oberfläche a groß sind. 6.6.2 II. Trocknungsabschnitt Bei der Behandlung des II. Trocknungsabschnittes ist es notwendig, zwischen nichthygroskopischen und hygroskopischen Gütern zu unterscheiden. Bei nichthygroskopischen Gütern ist die Feuchtigkeit nicht sorptiv gebunden. Bei den hygroskopischen Gütern hingegen liegt stets ein Teil der Feuchtigkeit als adsorptiv gebundene Kapillar- oder Haftflüssigkeit oder als Quellflüssigkeit vor. In diesem Falle lässt sich nur die Gleichgewichtsfeuchte X* erreichen, welche zu dem jeweiligen Luftzustand gehört (s. 6.2.1). Tatsächlich tritt in allen Stoffsystemen adsorptiv gebundene Feuchte auf. In vielen Fällen kann dieser Anteil allerdings aufgrund der geringen Menge für die technische Anwendung vernachlässigt werden. Nichthygroskopische Güter In Abb. 6.16 ist die Trocknungsgeschwindigkeit abhängig von der Gutsfeuchte für ein nichthygroskopisches Gut dargestellt. Nach Unterschreiten der Knickpunktsfeuchte nimmt die Trocknungsgeschwindigkeit ab, um bei der Gutsfeuchte X = 0

Abb. 6.16. Massenstromdichte in Abhängigkeit von der Gutsfeuchte für ein nichthygroskopisches Gut

186


die Endtrocknungsgeschwindigkeit m End zu erreichen. Der Verlauf der Trocknungsgeschwindigkeit im II. Trocknungsabschnitt ist allgemein nicht vorausrechenbar, doch lassen sich Angaben über die Endtrocknungsgeschwindigkeit machen. Ähnlich Abb. 6.17 besteht das Gut aus unterschiedlich weiten Poren. Der Flüssigkeitsstand in den einzelnen Kapillaren sinkt im II. Trocknungsabschnitt kontinuierlich ab. Man spricht vom Absenken des Trocknungsspiegels. Am Ende des Trocknungsvorganges wird die Gutsfeuchte X = 0 erreicht. Der Trocknungsspiegel hat sich dann um den Betrag der Gutsdicke s abgesenkt. Der an der Gutsoberfläche einwirkenden Wärmestromdichte entspricht eine aus dem Gut entweichende Massenstromdichte. Der Wärmestrom muss aufgrund eines Wärmeüberganges an der Oberfläche und der Wärmeleitung im trockenen Gut zugeführt werden. Beträgt die Temperatur im Trocknungsspiegel gegen Ende des Trocknungsvorgangs TEnd, so gilt m End ' hv

O

D T g Ts 0 End

s

Ts0 End TsEnd

k ges T g TsEnd

(6.43)

kges stellt den Wärmedurchgangskoeffizient dar, der sich aus den Einzelwiderständen für den Wärmetransport ergibt. Unter Berücksichtigung der vorher vorgestellten Gleichungen für die Massen End stromdichte ergibt sich damit für die Endtrocknungsgeschwindigkeit m

m End

§ ¨ ¨ T g Ts End O 'hv s ¨ ¨ 1 D s ©

O

· ¸ ¸. ¸ ¸ ¹

(6.44)

Hierin ist die Größe O die Wärmeleitfähigkeit des getrockneten Gutes. Andererseits muss diese Stoffstromdichte aufgrund einer Partialdruckdifferenz der übergehenden Komponente transportiert werden. Hierfür erhält man: m End

§ p Si ( Ts End ) p i k ges ¨ ~ ¨ RT / M i ©

· ¸. ¸ ¹

Abb. 6.17. Gut im II. Trocknungsabschnitt mit Angabe des Trocknungsspiegels

(6.45)


187

Der Stoffdurchgangskoeffizient kges setzt sich aus dem Stoffübergangskoeffizienten βh an der Gutsoberfläche und der Diffusion durch die Gutsschicht zusammen: 1 k ges

=

(p ) ö æ 1 s + μ p çç1 − i m ÷÷. β h Dg p ø è

(6.46)

Hierin ist Dg der Diffusionskoeffizient des übergehenden Stoffes im Gas und μ p eine Diffusionswiderstandszahl, welche angibt, um wieviel mal kleiner die Diffusion durch das poröse Gut als durch das Gas ist. Das Druckverhältnis in der Klammer berücksichtigt den einseitigen Stofftransport. Infolge des Stefan-Stroms nimmt, wie in Gl. (1.16) gezeigt, der Stoffstrom im Vergleich zum Fickschen Gesetz um den Faktor (1 – pi/p)-1 zu. Unter Berücksichtigung der Gleichung für m End erhält man schließlich für die Endtrocknungsgeschwindigkeit m End =

1

( p i )m æ 1 s + μ p çç1− p β h DG è

ö ÷ ÷ ø

p Si ( Ts End ) − p i . ~ RT / M

(6.47)

Die Gl. (6.44) enthält als Unbekannte die Endtemperatur Ts End, zu welcher der in Gl. (6.47) enthaltene Sättigungsdruck pSi(Ts End) gehört. Beide Größen sind über die Dampfdruckgleichung miteinander verknüpft. Durch Gleichsetzen der beiden Gleichungen (6.44) und (6.47) lässt sich die Endtrocknungsgeschwindigkeit m End ermitteln. Es zeigt sich, dass die Größe m End von zahlreichen Faktoren abhängt. So spielen einmal die Einflussgrößen außerhalb des Gutes eine Rolle. Hierzu zählen der Wärme- und der Stoffübergangskoeffizient, welche von der Strömungsgeschwindigkeit, der Strömungsart sowie den Stoffeigenschaften des Gases abhängen. Weiterhin sind die Gastemperatur und die relative Gasfeuchtigkeit von Einfluss. Schließlich hängt die Endtrocknungsgeschwindigkeit von der Gutsschichtdicke sowie von bestimmten Gutseigenschaften ab. Hierzu zählen die Wärmeleitfähigkeit der Schüttung sowie die Diffusionswiderstandszahl. Hohe Endtrocknungsgeschwindigkeiten lassen sich erzielen, wenn hohe Strömungsgeschwindigkeiten des Trockungsmittels und kleine Gutsdicken gewählt werden. Hygroskopisches Gut Bei einem hygroskopischen Gut lässt sich nur die Gleichgewichtsfeuchte X* erreichen, welche von der relativen Sättigung abhängt. Gemäß Abb. 6.18 wird die Trocknungsgeschwindigkeit immer kleiner und strebt dem Wert null zu. Die Trocknungsgeschwindigkeit sinkt mit abnehmender Gutsfeuchte. Diese Abnahme wird verstärkt, sobald ein hygroskopisches Verhalten des Gutes vorliegt. Dies trifft dann zu, wenn an der trockensten Stelle des Gutes der größtmögliche hygroskopische Flüssigkeitsinhalt erreicht wird. An dieser Stelle beträgt die relative


II

Massenstromdichte m

188

0

0 X*

I

XKn Gutsfeuchte X

Abb. 6.18. Massenstromdichte in Abhängigkeit von der Gutsfeuchte für ein hygroskopisches Gut

Gasfeuchtigkeit ϕ = 1. Der Trocknungsverlauf wird dann vor allem durch die instationäre Diffusion des Dampfes durch die Gutsphase bestimmt. Die Trocknungsgeschwindigkeit ist häufig so klein, dass Wärmetransportvorgänge nicht mehr geschwindigkeitsbestimmend sind. Die Feuchtigkeit wird aufgrund instationärer Diffusion durch das Gut geleitet. Dieser Bereich der Trocknungsgeschwindigkeit wird von manchen Autoren auch als III. Trocknungsabschnitt bezeichnet. Als treibendes Potentialgefälle tritt die Differenz aus der Gutsfeuchte X und der Gleichgewichtsfeuchte X* auf. Es bietet sich an, die Vorgänge durch die partielle Differentialgleichung der instationären Diffusion zu beschreiben:

∂ ( X − X *) ∂ 2 ( X − X *) . = Deff ∂t ∂ y2

(6.48)

Hierin ist Deff ein Diffusionskoeffizient im Inneren des Gutes, welcher vom Gut abhängt und experimentell bestimmt werden muss. Für sehr lange Kontaktzeiten bei zweiseitiger Trocknung beträgt die mittlere Beladung X , wenn zu Beginn überall im Gut die gleiche Feuchtigkeitsbeladung XAnf vorliegt: æ X − X* 8 æπ = 2 exp ç − Deff τ ç ç X Anf − X * π è s è

ö ÷ ø

2ö

÷ ÷ ø

.

(6.49)

Somit erhält man für die Trocknungszeit, wenn ein Gut von der Anfangsfeuchte XAnf auf die Endfeuchte XEnd getrocknet werden soll: 2 X Anf − X * sö 1 ln . ÷ X End − X * è π ø Deff

æ

τ ≈ç

(6.50)

6.7 Bauarten von Trocknern

189

Durch Differenzieren von Gl. (6.47) nach der Zeit kann man zeigen, dass die Massenstromdichte (mit X = X ) m ≡ − ρ S s

Deff dX = π 2 ρS ( X − X *) dt s

(6.51)

beträgt. Die Trocknungsgeschwindigkeit ist damit der treibenden Beladungsdifferenz direkt und der Gutsschichtdicke s umgekehrt proportional. Auch in diesem Falle ist es vorteilhaft, kleine Gutsschichtdicken zu verwenden.

6.7 Bauarten von Trocknern1 Einen kompletten Überblick über die technisch eingesetzten Trockner zu geben, ist nahezu unmöglich, da es über 500 verschiedene Trocknervarianten gibt, die teilweise auf spezielle Anwendungen zugeschnittene Unikate darstellen. Einen weitreichenden Überblick über gängige Trocknerbauarten geben z.B. [van't Land 1991], [Kröll u. Kast 1989] sowie [Schönherr 2003]. Die Charakterisierung von Trocknern erfolgt gemäß: 1. Art der Energiezufuhr (Konvektionstrockner – Kontakttrockner, Strahlungstrockner) 2. Druck (Normaldruck – Vakuum) 3. Betriebsweise (kontinuierlich – diskontinuierlich) 4. Zeit (Kurzzeit – Langzeit) 5. Formgebung (Mahltrockner – Granuliertrockner) 6. Führung Dampf-Gut (Gegenstrom – Gleichstrom – Kreuzstrom ideal vermischt) 7. Feuchtproduktart (z.B. Pastentrockner, Sprühtrockner) 8. Dampfabfuhr (Lufttrockner, Vakuumtrockner, Heißdampftrockner) 6.7.1 Konvektionstrockner Bei konvektiven Trocknungsverfahren wird die erforderliche thermische Energie durch einen Gasstrom zugeführt. Dieser besteht in den meisten Fällen aus Umgebungsluft, die durch Brenner oder Dampfwärmeübertrager auf eine möglichst hohe (sicherheitstechnisch noch zulässige) Temperatur gebracht wird. In Sonderfäl1

nach [Schönherr 2003]

190


len, z.B. bei der Entfernung von organischen Lösungsmitteln oder bei extrem zündfähigen Feststoffen, wird die aufwändigere stickstoffinertisierte Kreisgasfahrweise gewählt. In solchen Fällen kann auch über den Einsatz von überhitztem Dampf als Trocknungsgas nachgedacht werden (Heißdampftrocknung). Die Kosten des Verfahrens hängen unmittelbar vom erforderlichen Gasmassenstrom ab, dieser bestimmt die Größe des Trockners und der Peripherie. Je höher die gewählte Gaseintrittstemperatur desto kleiner ist der erforderliche Gasmassenstrom: der Festlegung der Gas-Eintrittstemperatur kommt demzufolge bei der Auslegung des Verfahrens zentrale Bedeutung zu. Konvektive Trocknungsverfahren werden häufig für die kontinuierliche Trocknung bei großen Durchsätzen eingesetzt – hier ist ein Batchbetrieb i.A. unwirtschaftlich. Ein Beispiel dafür ist die Sprühtrocknung von Milch zu TrockenmilchPulver. Absatzweise getrocknet wird bei kleinen Mengen oder wenn eine Chargentrennung erforderlich ist. Beispiele dafür sind die Trocknung von Wirkstoffen im Umluft-Trockenschrank oder im diskontinuierlichen Wirbelbett. Entscheidend für die Auswahl des Verfahrens und die Auslegung des Apparates ist die erforderliche Trocknungszeit: Kurzzeittrocknung Bei flüssigen, schnell trocknenden Edukten kommen Sprühtrockner (Düsenturm (s. Abb. 6.19), Scheibenturm, Sprühtrockner mit integriertem Wirbelbett) zur

Abb. 6.19. Gleichstrom-Sprühtrockner mit Zerstäubungsdüsen. a = Pumpe; b = Zerstäubungsdüsen; c = Trocknungsraum; d = Luftverteilgitter; e = Auffangkonus für das Gut; f = Austragsvorrichtung; g = Lufterhitzer; h = Heißluftventilator; i = Staubabscheider; k = Abluftventilator; l = Abluftrohr (aus [Grassmann et al. 1997])


191

Herstellung von Pulver bzw. Agglomerat zum Einsatz. Für pastöses Ausgangsmaterial können Pasten-Mahltrockner eingesetzt werden. Diese Trockner werden häufig für Filterkuchen eingesetzt; bei Dosierproblemen kann eine Trocknerprodukt-Rückführung hilfreich sein. Körnige Feuchtgüter werden z.B. im Stromtrockner (Abb. 6.20) getrocknet (oder vorgetrocknet und in einem zweiten Trockner mit längerer Verweilzeit auf Endfeuchte getrocknet).

Abb. 6.20. Durchlauf-Stromtrockner. a = Lufterhitzer; b = Steigrohr; c = Zyklon; d = Ventilator; e = Abluftrohr; f = Aufgabevorrichtung; g = Gutsaustrag (aus [Grassmann et al. 1997])

192


Mittelzeittrocknung Auch hier ist die Konsistenz des Eduktes für die Wahl des Apparates ausschlaggebend. Flüssigkeiten können im Wirbelschicht-Sprühgranulator kontinuierlich zu staubarmem Granulat verarbeitet werden. Filtrierte Kristalle und andere feuchte Feststoffe mit Partikelgrößen im Bereich von mehreren hundert Mikrometern bis zu wenigen Millimetern können in Wirbelschichttrocknern bei intensi-ven Kontakt mit dem Trocknungsgas getrocknet werden. Solche Produkte können ebenfalls in Drehrohrtrocknern oder auf Karusselltrocknern verarbeitet werden, vorausgesetzt sie kleben und verkrusten nicht. Größere Partikeln, z.B. Stränglinge nach dem Extrudieren oder Mischergranulate können auf einem Umluft-Bandtrockner (Abb. 6.21) getrocknet werden. Dieser trocknet mechanisch sehr schonend. Langzeittrocknung Falls lange Trocknungszeiten erforderlich sind – beispielsweise beim Entgasen von Kunststoffgranulat – werden Schachttrockner eingesetzt. Diese können kontinuierlich betrieben werden und haben dann Durchsätze von mehreren Tonnen pro Stunden oder sie werden batchweise betrieben. Kleinere Ansätze werden im Umluft-Trockenschrank getrocknet. Mit zunehmender Trocknungszeit steigt natürlich auch die Temperaturbeanspruchung des Produktes. Aus diesem Grund und aus wirtschaftlichen Erwägungen heraus sollte immer ein Trockner mit möglichst kurzer Trocknungszeit und geringem Produkt-Hold up gewählt werden.

Abb. 6.21. Dreibandtrockner. Bauart Büttner Schilde, Haas. FG = Feuchtgutzulauf; TG = Trockengutentnahme; BA = Endlosband; GG = Gasgebläse; HG = Heißgaseintritt; AG = Abgasaustritt (aus [Sattler 1995])


193

6.7.2 Kontakttrockner Bei der Kontakttrocknung sind keine großen Luftmengen erforderlich, da die Energiezufuhr durch den Kontakt zwischen feuchtem Produkt und einer beheizten Wand erfolgt. Oft wird nur ein minimaler Schleppgasstrom zum Abtransport des Dampfes vorgesehen. Das bringt im Vergleich zur konvektiven Trocknung den Vorteil, dass der Aufwand zur Abluftreinigung geringer ist. Auch die Wiedergewinnung organischer Lösungsmittel durch Kondensation gestaltet sich bei der Vakuum-Kontakttrocknung relativ einfach. Da im Vakuum die Siedetemperatur des Lösungsmittels geringer als bei Normaldruck ist, können geringe Restfeuchten schon bei niedrigen Temperaturen erreicht werden. Vakuumapparate sind in der Regel dicht und können somit auch toxische Substanzen kontaminationsfrei trocknen. Demgegenüber steht der Nachteil des erhöhten technischen Aufwands für den Vakuumbetrieb (Dichtungen, Lagerspülung etc.), insbesondere bei kontinuierlicher Fahrweise. So ist der Einsatz von Vakuumapparaten häufig auf diskontinuierlichen Betrieb und kleine Durchsätze begrenzt. Besondere Bedeutung kommt bei allen Kontakt-Trocknungsverfahren der Durchmischung des Feststoffs und der Belagbildung an den Heizflächen zu. Apparate mit intensiver Mischung erreichen für einen vorgegebenen Produktdurchsatz kürzere Trocknungszeiten und sind oft unempfindlicher gegen Verkrustung der Heizflächen. Neben der Intensität der Mischung ist für die erforderliche Apparategröße die Wandtemperatur (und damit die Temperatur des Heizmediums, in der Regel Heizdampf oder Wärmeträgeröl) entscheidend. Die maximal zulässige Wandtemperatur, die Neigung zur unerwünschten Krustenbildung oder die Bildung zäher Phasen bei bestimmten Feuchtegehalten und Produkttemperaturen ist produktspezifisch und sollte durch Labormessungen erkannt werden, bevor Auslegungsversuche durchgeführt werden. Auch bei den Kontakttrocknern ist die erforderliche Trocknungszeit das wesentliche Auswahlkriterium: Kurzzeittrocknung Ausgesprochene Kurzzeit-Kontakttrockner gibt es nicht. Flüssigkeiten oder pastöse Edukte können auf Walzentrocknern (Abb. 6.22) innerhalb relativ kurzer Zeit getrocknet werden, wenn der Film dünn genug aufgetragen wird. Pastöse bis rieselfähige Edukte können auf einem schnelldrehenden DünnschichtKontakttrockner getrocknet werden. Mittelzeittrocknung Kontinuierliche Betriebsweise mit Trocknungszeiten im Minutenbereich gewähren Apparate wie die Tellertrockner und Scheibentrockner. Das Edukt muss dabei hinreichend rieselfähig sein und für einen störungsfreien Betrieb die Heizflächen nicht verkrusten.

194


Abb. 6.22. Walzentrockner, Bauform Büttner (nach Unterlagen der Fa. Babcock-BSH AG, Krefeld, aus [Sattler 1995]) 1 Trocknungswalze, 2 Brüdenhaube, 3 Nassguttrog, 4 Nassgutwalze, 5 Aufgabewalze, 6 Trockengutabnahme, 7 Trockengutaustragsschnecke

Langzeittrocknung Die meisten Kontakttrockner arbeiten diskontinuierlich und benötigen Trocknungszeiten im Stundenbereich. Ist das Edukt eine Suspension, z.B. nach einer Kristallisation, kann es ohne weiteren Zwischenschritt in einem Nutschtrockner filtriert, gewaschen und anschließend getrocknet werden. So wird der Produktkontakt von der Feststoffbildung bis zum Austrag aus dem Trockner vollständig vermieden. Der häufigste Vertreter der Vakuumkontakttrockner ist wahrscheinlich der Schaufeltrockner (Abb. 6.23). Er verdankt die weite Verbreitung seiner Flexibilität. Er kann sowohl diskontinuierlich als auch kontinuierlich betrieben werden und das sowohl bei Normaldruck als auch im Vakuum. Durch seine Mischwerkzeuge reinigt er die Wände von anhaftendem Produkt ab und so kann er auch klebrige Edukte verarbeiten. Falls das noch nicht genügt, kann der Desagglomerationsprozess auch durch Messermühlen unterstützt werden. Als letzter Vertreter der Vakuumkontakttrockner sei der aus dem Laborbereich bekannte Vakuum-Trockenschrank erwähnt. Anders als beim UmluftTrockenschrank kann hier die Wärme nicht durch heiße Luft zugeführt werden, deshalb liegt das Produkt auf Heizflächen, die es von unten durch Kontakt und von oben durch Strahlung erwärmen. Das Produkt wird nicht durchmischt, deshalb darf die Schichtdicke nicht zu hoch sein.


195

Abb. 6.23. Schaufeltrockner (Bauart Büttner-Schilde-Haas). 1 Gutaufgabe; 2 Gutaustrag; 3, 4 Zu- und Abführung des Heizmediums; 5 Lösungsmitteldämpfe (aus [Vogelpohl u. Schlünder 1972])

6.7.3 Strahlungstrockner Das offensichtliche Kennzeichen der Strahlungstrocknung ist, dass dem Feuchtprodukt (Edukt) die zur Trocknung notwendige Energie über Strahlung zugeführt wird. Allgemein bekannte Beispiele für die Energiezufuhr durch Strahlung sind die Sonnenstrahlung, elektrisch oder mit Brenngas betriebene Infrarotstrahler oder die Haushaltsmikrowelle zur Erwärmung von Speisen. Prinzipiell wird die Strahlung nach ihrer Frequenz bzw. der Wellenlänge eingeteilt. Die für die Trocknung nutzbaren Wellenlängenbereiche sind in der nachfolgenden Tabelle fett dargestellt und geben den entsprechenden Trocknungsverfahren ihren Namen: Tabelle 6.1. Einteilung der Strahlung in Wellenlänge bzw. Frequenzbereich Wellenlängenbereich 100 ... 10 km 10 km ... 1 m 1 m ... 1 mm 1 mm ... 800 nm 800 ... 400 nm 400 ... 10 nm

Frequenzbereich 3 ... 30 kHz 30 kHz ... 300 MHz 300 MHz ... 300 GHz 3 ⋅ 1011 ... 3,75 ⋅ 1014Hz 3,75 ⋅ 1014 ... 7,5 ⋅ 1014 Hz 7,5 ⋅ 1014 ... 3 ⋅ 1016 Hz

Bezeichnung Längstwellen Hochfrequenz (HF) Mikrowelle (MW) Infrarot (IR) sichtbares Licht ultraviolettes Licht

Der prinzipielle Vorteil der Strahlungstrocknung im Vergleich zur konvektiven Trocknung oder Kontakttrocknung ist, dass die Energie nicht über die Oberfläche ins Innere des feuchten Feststoffes gebracht werden muss, sondern im Inneren dort, wo meist eine höhere Feuchtekonzentration vorliegt, dissipiert wird. So wird als Vorteil der Strahlungstrocknungsverfahren meist eine vergleichsweise kurze Trocknungszeit angegeben. Die Strahlungstrocknung wird oft vorteilhaft dort eingesetzt, wo der Feststoff eine geringe Wärmeleitfähigkeit besitzt (z.B. bei

196


Schaum) oder wenn dünne Schichten getrocknet werden sollen. Die Trocknung erfolgt vergleichsweise schonend; wesentliche Verformungen des Gutes oder Schwindungsrisse werden vermieden. Tyischerweise werden hochwertige Güter, wie Edelhölzer, keramische Produkte sowie Lebens- und Genussmittel auf diese Weise getrocknet. Neben den oben genannten Vorteilen weisen Strahlungstrockner jedoch einige Besonderheiten auf, die bei der Auswahl des Trocknungsverfahrens beachtet werden müssen: - Kosten: Zur Trocknung wird in der Regel elektrische Energie eingesetzt (Ausnahme: gasbefeuerte IR-Strahler). Das kann dort vorteilhaft sein, wo nur gelegentlich geringe Leistungen erforderlich sind oder wo es keine energietechnische Infrastruktur, z.B. ein Dampfnetz, gibt. In der Regel ist die Beheizung mit Elektroenergie jedoch teuer, da sie aus fossilen Quellen gewandelt werden muss. - Sicherheit: Beim Umgang mit Hochfrequenz- und Mikrowellenstrahlung sind die gesetzlichen Bestimmungen zum Strahlenschutz einzuhalten; das erfordert geeignete Maßnahmen zur Abschirmung und regelmäßige Messungen. Gefährlich wird es, wenn Metallteile ins elektrische Feld des Trockners kommen. Diese können Funken oder Lichtbögen bewirken und damit die Ursache für eine Explosion sein. Hier setzt man zur Absicherung Metalldetektoren ein. Weiterhin kann es bei Mikrowellentrocknern zu lokalen Überhitzungen im Feststoff kommen, sogenannte Hot Spots. Bei IR-Strahlern herrschen hohe Oberflächentemperaturen. Technische Strahlungstrockner arbeiten bei Normaldruck (z.B. Infrarot-Drehrohrtrockner, Infrarot-Vibrationsrinne) sowie unter Vakuum (z.B. MikrowellenVakuumtrockner). Hinsichtlich der Fahrweise kann in diskontinuierliche Fahrweise (z.B. Mikrowellen-Kammeröfen) und in kontinuierliche Fahrweise (z.B. Mikrowellen-Durchlauftrockner, IR-Tunneltrockner) unterschieden werden.

6.8 Aufgaben 1. Es ist die Oberflächentemperatur eines nassen Gutes zu berechnen, über das eine im Verhältnis zur Feuchtigkeitsaufnahme große Luftmenge strömt. Es soll sich um vollkommen trockene Luft von 60 °C handeln. Der Strömungszustand sei turbulent. Der Druck sei 1 bar. ~ ~ M D = 18,02 kg/kmol Molmassen: M L = 28,97 kg/kmol universelle Gaskonstante: R = 8,3143 kJ/kmol K mittlere spezifische Wärmekapazität der Luft (0 ... 60 °C): cpL = 1,007 kJ/kg K spez. Verdampfungsenthalpie: Δhv = 2450 kJ/kg Der Wasserdampfpartialdruck kann mit Hilfe der Antoine Gleichung bestimmt werden: B ln p S = A − T +C T in K, pS in mbar, A = 18,5910, B = 3816,44, C = - 46,13

6.8 Aufgaben

197

2. Ein plattenförmiges Trockengut, dessen Oberfläche feucht sei und getrocknet werden soll, werde durch einen turbulenten Luftstrom mit T = 100 °C, ϕ = 0,05 in Längsrichtung überströmt. Die Strömungsgeschwindigkeit der Trockenluft beträgt 5 m/s. Der Wärmeübergang an das Gut werde durch die Beziehung Nu = 0,037 Re0,8 Pr

Re = w L/ν

Pr = ν/a

beschrieben. Die Plattenlänge betrage 1 m. Gemittelte Stoffwerte für den relevanten Temperaturbereich: λL = 3,16 ⋅ 10-2 W/(mK); νL = 22,5 ⋅ 10-6 m²/s cpL = 1008 J/(kg K), ρL = 0,96 kg/m³ a) Welche Temperatur nimmt die Gutsoberfläche an? b) Wie groß ist der Wärmeübergangskoeffizient? c) Wie lautet die entsprechende Gleichung für den Stofftransport? 3. Ein kugelförmiger, poröser Körper enthält in seinen Hohlräumen den leicht sublimierbaren, festen Stoff S. Diese Substanz soll in einer Vakuumtrocknung entfernt werden. Daten: Außenradius der Kugel Dichte der Substanz S Lückengrad, Gehalt an Substanz S Molmasse von S Gleichgewichtskonzentration am Sublimat S in der Gasphase Sublimatkonzentration im Vakuum eff. Diffusionskoeffizient für S in dem porösen Körper Stoffübergangskoeffizient an der Körperoberfläche

: r0 : ρS : εS ~ : MS : c *S : cS∞ : DSeff : βc

Bestimmen Sie die Zeit, um den Stoff S restlos aus dem porösen Körper zu entfernen. Hinweis: Die äußere Grenze des sublimierenden Stoffes S (Koordinate rS) zieht sich langsam in das Kugelinnere zurück (quasistationärer Vorgang). Die Temperatur ist als konstant anzunehmen.

198


c*S

r0

rS

r

cS∞ dr

Kugelförmiger, poröser Körper mit leicht sublimierbarem Feststoff

4. Ein temperaturempfindliches Gut soll so getrocknet werden, dass die Lufttemperatur 60 °C nicht überschreitet. Die vom Gebläse angesaugte Luft hat eine Temperatur von 20 °C und eine relative Feuchtigkeit von ϕ1 = 0,6. Es sind 100 kg Wasser aus dem Gut zu entfernen, welches mit Kühlgrenztemperatur in den Trockner gelangt. Luftmenge sowie Energieaufwand sind für den Fall der einstufigen und den einer dreistufigen Trocknung zu ermitteln, wobei die relative Feuchtigkeit der Luft den Wert 80 % nicht überschreiten darf. Der Druck beträgt 1 bar.

1

1'

2

1. Stufe

2'

3

2. Stufe

3'

4

3. Stufe

Dreistufiger Trockner

5. Ein feuchtes Gut (Massenstrom 1000 kg/h, Xein = 0,6) soll in einem idealen zweistufigen Stufenumlauftrockner auf eine Restfeuchtebeladung von 0,1 getrocknet werden. Bei der Stufenumlauftrocknung wird am Ende jeder Trocknungsstufe ein Teil der Luft dem Lufterhitzer der verlassenen Zone wieder zugeführt, während der Rest dem Erhitzer der folgenden Stufe zuströmt und der hier umlaufenden Luftmenge beigemischt wird (siehe Abb.). Die Frischluft für die erste Stufe hat eine Temperatur von 20 °C und eine relative Feuchte von 40 %. Die Luft darf auf maximal 100 °C erhitzt werden. Sie verlässt den ersten Trockner mit einer Temperatur von 55 °C und einer relativen Feuchte von 55 %. An keiner Stelle der Anlage soll die relative Luftfeuchtigkeit mehr als 80 % betragen. Das zu trocknende Gut erreicht in der zweiten Stufe eine Temperatur von 60 °C. a) Die im Fließbild angegebenen Betriebspunkte sind in ein Mollier-Diagramm einzutragen.

6.8 Aufgaben

199

b) Welche Kühlgrenztemperatur stellt sich in der ersten und in der zweiten Stufe ein? c) Welcher Massenstrom an Frischluft ist erforderlich? d) Wie groß sind die Massenströme der Frischluft und der Umluft in beiden Stufen? e) Welche Heizleistung wird insgesamt benötigt?

1

2

2'

3

1. Stufe

4

4'

5

2. Stufe

Zweistufige Umlauftrocknungsanlage

6. In einem Kanaltrockner mit 20 m² Austauschfläche werden stündlich 160 kg Feuchtgut mit 100 kg Trockensubstanz auf eine Restfeuchte von X = 0,1 kg/kg getrocknet. Die Trocknung erfolgt im Gleichstrom bei 1 bar. Die Gutstemperatur beträgt gleichbleibend 35 °C. Die Frischluft hat eine Temperatur von 14 °C und eine relative Feuchtigkeit von 40 %. Die Temperaturen der Trockenluft am Einund Austritt des Trockners sind 84 °C und 42 °C. a) b) c) d)

Stellen Sie den Trocknungsvorgang im h1+Y-Diagramm dar. Berechnen Sie alle Massenströme. Wie groß ist die Heizleistung und der spezifische Energieaufwand? Ermitteln Sie mit Hilfe einer differentiellen Energiebilanz den Wärmeübergangskoeffizienten α. Hierbei werden α und cpL als konstant angesehen. Die spezifische Wärmekapazität der Luft beträgt cpL = 1,006 kJ/kg K.

7. In einem theoretischen Trockner werden stündlich 20 kg Trockengut von X1 = 0,5 Feuchtebeladung auf X2 = 0,05 getrocknet. Der Betriebsdruck sei 1 bar. Das Psychrometer zeigt für die Trocknungsluft am trockenen Thermometer 40 °C und am feuchten Thermometer 20 °C an. Der Taupunkt der Austrittsluft darf 18 °C nicht unterschreiten. Es kann Oberflächenverdunstung mit dem Stoffübergangskoeffizienten β = 0,02 m/s angenommen werden. a) Bestimmen Sie den Ein- und Austrittszustand der Luft und die Kühlgrenztemperatur. b) Wie groß sind der spezifische und absolute Luftbedarf des einstufigen Trockners? c) Welche aktive Fläche ist notwendig? 8. In einem Gegenstromtrockner werden 0,15 kg/s feuchtes Gut, welches zur Hälfte Wasser enthält, auf ein Zehntel des Feuchtigkeitsgehaltes getrocknet. Die Eintrittstemperatur des Gutes beträgt 15 °C, die Austrittstemperatur 50 °C. Es be-

200


sitzt eine spezifische Wärmekapazität von 1,7 kJ/kg K. Das Gut wird auf einem Stahlband befördert. Das Massenverhältnis von Transporteinrichtung (spez. Wärmekapazität cT = 0,46 kJ/kg K) zu trockenem Gut beträgt 0,75. Die Frischluft hat eine Temperatur von 10 °C und eine relative Feuchtigkeit von 80 %, die Abluft 50 °C und 50 %. Die Wärmeverluste der Trocknungsanlage betragen 10 % der im Lufterhitzer übertragenen Wärmemenge. a) Ermitteln Sie die Zustandspunkte der Luft und stellen Sie den Trocknungsvorgang im h1+Y-Diagramm dar. b) Wie groß sind Luft- und Energiebedarf des theoretischen Trockners? c) Wie groß ist der Energiebedarf des realen Trockners?

6.9 Literatur Allgemein Grassmann P, Widmer F, Sinn H (1997) Einführung in die thermische Verfahrenstechnik. 3. Aufl, W de Gruyter, Berlin Kneule F (1975) Das Trocknen. Verlag Sauerländer, Aarau Mersmann A (1980) Thermische Verfahrenstechnik. Springer, Berlin Sattler K (1995) Thermische Trennverfahren. VCH, Weinheim Tsotsas E, Gnielinski V, Schlünder EU (1992) Drying of Solid Materials. In: Ullmann's Encyclopedia of Ind Chemistry, vol B 2, VCH Publishers, Weinheim Speziell Görling P (1956) Untersuchungen zur Aufklärung des Trocknungsverhaltens pflanzlicher Stoffe, insbesondere von Kartoffelstücken. VDI-Forschungsheft 458, Düsseldorf Krischer O, Kast W (1992) Trocknungstechnik. Bd 1, 3. Aufl, Springer, Berlin Heidelberg Kröll K, Kast W (1989) Trocknen und Trockner in der Produktion. Springer, Berlin Heidelberg New York Mollier R (1923) Ein neues Diagramm für Dampf-Luft-Gemische. Z VDI Bd 67, S. 869– 872 Schönherr RM (2003) Thermische Trocknung. www.home.t-online.de/home/michael. schoenherr/trocknung_3.html van't Land CM (1991) Industrial Drying Equipment. Marcel Decker Inc, New York Vogelpohl A, Schlünder EU (1972) Trocknung fester Stoffe. In: Bartholomé E, Biekert E, Hellmann H, Ley H: Ullmanns Enzykloädie der technischen Chemie, Bd 2, Verlag Chemie, Weinheim

7 Einphasig durchströmte Feststoffschüttungen

Feststoffschüttungen oder Haufwerke sind geordnete oder regellose Anordnungen von Einzelkörpern verschiedener Form. Technisch bedeutsame Feststoffschüttungen sind Festbetten bzw. Füllkörperschüttungen. Festbetten werden in einer Vielzahl verfahrenstechnischer Apparate eingesetzt. Dazu zählen Reaktoren, Adsorber, Ionenaustauscher, Chromatographiesäulen, Tiefenfilter und Hochöfen, um nur einige Beispiele zu nennen. Auch Füllkörper- sowie Packungskolonnen können vereinfachend als Feststoffschüttungen angesehen werden. Da diese für die thermischen Trennverfahren, Rektifikation und Ab- bzw. Desorption eingesetzt werden, erfolgt ihr Betrieb allerdings zweiphasig (s. Kap. 17). Festbetten können demgegenüber sowohl ein-, zwei- oder mehrphasig betrieben werden. Grundsätzlich stellt der Feststoff zwar bereits eine zweite Phase neben dem strömenden Medium dar, in den weiteren Betrachtungen wird er jedoch analog zur Rohrwand (Kap. 4) bzw. zur Oberfläche einer ebenen Platte (Kap. 5) nicht als weitere Phase angesehen, da er in diesem Kapitel als unbeweglich und inert behandelt wird. In diesem Sinne werden im Weiteren die physikalischen Grundlagen bei der einphasigen Durchströmung von ruhenden Feststoffschüttungen vorgestellt. Wird der Feststoff durch das von unten nach oben strömende Fluid aufgewirbelt, so spricht man von Fließbetten oder Wirbelschichten (s. Kap. 13). Die Gesetzmäßigkeiten bewegter fest/flüssig-Systeme und mehrphasig betriebener Feststoffschüttungen werden in späteren Kapiteln behandelt.

7.1 Kennzeichnende Größen einer Feststoffschüttung Als kennzeichnende Größen der Feststoffschüttung sind zunächst die Form und die Abmessungen des Feststoffs selbst zu nennen. Die regellose Anordnung der Partikeln innerhalb der Schicht beeinflusst das freie Volumen, welches der flüssigen oder gasförmigen Phase zur Verfügung steht. Dieses freie Volumen wird durch den Lückengrad beschrieben. Im Hinblick auf die Strömung in der Schicht dient schließlich der hydraulische Durchmesser zur Kennzeichnung der Größe der verfügbaren Strömungskanäle.


202


7.1.1 Feststoffpartikeln In nahezu allen technischen Anwendungsfällen soll innerhalb eines gegebenen Volumens eine große Feststoffoberfläche erzeugt werden, um möglichst große Wärme- bzw. Stoffströme übertragen zu können. Eine wichtige Größe ist daher die spezifische Oberfläche aP des Feststoffs. Diese wird auf zwei Arten definiert. Zum einen als Verhältnis von Oberfläche zum Partikelvolumen. Für kugelförmige Teilchen gilt: aP ≡

AP 6 . = VP dk

(7.1a)

Zum anderen wird die gesamte Partikeloberfläche auf das Gesamtvolumen des betreffenden Systems bezogen. a≡

APges

(7.1b)

V ges

Die Kugel ist der geometrische Körper mit der kleinsten spezifischen Oberfläche. Insbesondere bei der Entwicklung sehr leistungsfähiger Füllkörper (s. z.B. [Mersmann u. Deixler 1986]) wird hoher Wert auf die Erzeugung großer spezifischer Oberflächen gelegt. In Abb. 7.1 sind einige häufig eingesetzte Füllkörpergeometrien dargestellt. Tabelle 7.1 enthält zugehörige Werte der spezifischen

Abb. 7.1. Gebräuchliche Füllkörperformen für regellose Packungen Werkstoffe: oben Keramik, Mitte Metall, unten Kunststoff (aus [Stichlmair 2002])

7.1 Kennzeichnende Größen einer Feststoffschüttung

203

Oberfläche a, die von der charakteristischen Partikelabmessung abhängen. Tabelle 7.1. Herstellerangaben zu Füllkörpern für regellose Packungen (aus [Stichlmair 2002]) Füllkörper

Durchmesser mm

Kugeln

2 4 6 8 10 15 20 25 30 35 50 5 10 15 20 25 35 50 80 10 15 25 35 50 80 25 35 50 80 15 20 25 35 50 75 no. 1 no. 2 no. 3

Raschig Ringe

Pall Ringe

Bialecki Ringe

Torus Sättel

Telleretten

Keramik Spez. Porosität Oberfl. a, ε m²/m³ 1800 0,4 900 0,4 600 0,4 450 0,4 360 0,4 240 0,4 180 0,4 144 0,4 120 0,4 100 0,4 72 0,4 1000 0,56 440 0,65 330 0,70 240 0,72 195 0,73 140 0,76 98 0,77 60 0,77

220 165 120 75

0,73 0,76 0,77 0,77

450 355 255 166 120 92

0,71 0,72 0,74 0,76 0,79 0,80

Metall Spez. Porosität Oberfl. a, m²/m³

1000 500 350

0,87 0,89 0,92

220 150 110 65 515 360 215 145 105 78 225 155 110 68

0,92 0,93 0,95 0,96 0,92 0,93 0,94 0,94 0,95 0,96 0,95 0,95 0,96 0,97

Plastik Spez. Porosität Oberfl. a, ε m²/m³

350 290 220 150 110 65 350 220 160 110

0,86 0,87 0,87 0,90 0,91 0,91 0,88 0,91 0,93 0,93

180 125 98

0,87 0,93 0,92

204


Handelt es sich um nicht kugelförmige Teilchen, wird der charakteristische Partikeldurchmesser dP als Durchmesser der Kugel mit gleicher volumenbezogener Oberfläche bestimmt: dP ≡ 6

VP AP

(7.2)

Stimmen Form und Größe für alle Partikeln überein, so spricht man von monodispersen Systemen. Besitzen die Partikeln hingegen weder die gleiche Form noch dieselbe Größe, spricht man von polydispersen Systemen. Für Haufwerke mit unterschiedlich großen Partikeln der Gesamtanzahl n wird der sogenannte SauterDurchmesser d32 als charakteristischer Partikeldurchmesser für das gesamte Partikelkollektiv ermittelt:

åd ≡ åd n

d 32

i =1 n

3 Pi

(7.3) 2 Pi

i =1

Dieser Durchmesser spielt für umströmte Teilchen eine ähnliche Rolle wie der hydraulische Durchmesser für durchströmte Systeme. Deutlich gleichmäßigere Phasenverteilungen über den Kolonnenquerschnitt lassen sich mit geordneten oder strukturierten Packungen erreichen. Durch eine zusätzliche Oberflächenstrukturierung lässt sich die Turbulenz erhöhen und der Stofftransport verbessern. Gegenüber Füllkörpern weisen strukturierte Packungen folgende Vorteile auf: - geringeren Druckverlust und - geringeres erforderliches Packungsvolumen für Energie- und Stofftransportprozesse. 7.1.2 Lückengrad Der Lückengrad bzw. die Porosität kennzeichnet das Verhältnis des Lückenvolumens in einer Schüttung zum gesamten Schichtvolumen Vges:

ε≡

V ges − V P

(7.4)

V ges

Der Lückengrad gibt Aufschluss über die Struktur einer Feststoffschicht, die von der Form und Größe der Partikeln und deren Orientierung zueinander abhängt. Eine Feststoffschüttung wird in der technischen Praxis fast ausnahmslos durch einen Schüttvorgang erzeugt, der seiner Natur nach ein stochastischer Prozess ist. Die Struktur des Haufwerks hängt also vom Zufall ab und lässt sich daher nur durch Wahrscheinlichkeitsgesetze beschreiben. Hiermit sind lediglich Aussa-


205

gen über die am häufigsten auftretende Struktur und über den Bereich einer die Struktur kennzeichnenden Größe möglich. Eine solche Größe ist der Lückengrad. Aussagen über die Abhängigkeit des Lückengrades vom Ort sind für die Behandlung der Strömung und der Wärme- und Stofftransportvorgänge innerhalb einer Füllkörperschicht von großer Bedeutung. Der technisch übliche Schüttvorgang zur Apparatebefüllung führt immer zu regellosen Anordnungen, die größere Lückengrade und damit geringere Feststoffoberflächen beinhalten, als sie der theoretisch möglichen dichtesten Packung der Partikeln entsprechen. Im Fall einer monodispersen Kugelschüttung ergibt sich ein mittlerer Lückengrad von etwa 0,4. Dieser Wert liegt zwischen dem einer regelmäßigen kubischen Anordnung (ε = 1 - π/6 = 0,48) und der dichtesten regulären Kugelpackung (ε = 0,26). Der Lückengrad bzw. die Porosität hängt weiterhin von dem Abstand der Feststoffteilchen von der Behälterwand ab. (Eine ausführliche Zusammenstellung der Literatur zu diesem Thema gibt [Tsotsas 1990].) Abbildung 7.2 zeigt ein beispielhaftes experimentelles Ergebnis für diese Abhängigkeit. Unmittelbar an der Wand y/dP = 0 muss der Lückengrad gleich eins sein, da die Partikeln die Wand nur punktuell berühren. Übliche Werte des Lückengrads können Tabelle 7.1 für verschiedene Füllkörper entnommen werden. Bei polydispersen Systemen, in denen sich die Partikeln sowohl hinsichtlich der Größe als auch der Form unterscheiden, können deutlich geringere Porositäten

lokaler Lückengrad εlok

1 experimentelle Daten Roblee et al. (1958)

0,8 0,6 0,4 0,2 0

0

1

2

3

4

5

6

7

bezogener Wandabstand y/dP

Abb. 7.2. Abhängigkeit des örtlichen Lückengrades εlok vom bezogenen Wandabstand y/dP für Kugelschichten (Daten nach [Roblee et al. 1958])

206


auftreten, da feinere Partikeln die Hohlräume zwischen großen Teilchen auffüllen können. Die beiden Parameter Lückengrad ε und Partikeldurchmesser dP bzw. d32 sollten grundsätzlich allerdings nicht ausreichen, um die Strömung und damit auch den Wärme- und Stoffübergang eindeutig zu beschreiben. In einer kubischen Packung aus hintereinander liegenden gleich großen Kugeln (s. Abb. 7.3 a) kann das Fluid durch die Gassen zwischen den Kugeln strömen. In einer ungeordneten Schüttung gleichen Lückengrades mit Kugeln gleichen Durchmessers können die Gassen, wie Abb. 7.3 b zeigt, jedoch teilweise blockiert und die Durchströmung an einigen Stellen stärker behindert sein als an anderen. Trotz gleicher Werte von Lückengrad und Partikeldurchmesser ergeben sich also verschiedene Strömungsbilder. Wenn man dennoch Strömung, Wärme- und Stoffübergang allein durch die beiden Parameter ε und dP recht gut beschreiben kann, so nur deshalb, weil sich in hinreichend großen Schüttungen im statistischen Mittel ein Ausgleich einstellt. 7.1.3 Hydraulischer Durchmesser Für die Ermittlung des Druckverlustes einer durchströmten Feststoffschüttung reicht es nicht aus, zu wissen, wie groß das insgesamt verfügbare freie Volumen oder die insgesamt verfügbare freie Querschnittsfläche ist. Stellt man sich das freie Volumen innerhalb einer Schicht aus vielen einzelnen Poren zusammengesetzt vor, dann werden die Poren um so größer sein, je größer die Partikeln sind. Eine aus großen Teilchen gebildete Schicht wird also wenige große Poren und eine aus kleinen Teilchen gebildete Schicht wird entsprechend viele kleine Poren besitzen, obgleich der mittlere Lückengrad für beide Schichten nahezu gleich ist. Die für die Strömung wichtige Angabe der mittleren Größe der Einzelporen erfolgt durch den hydraulischen Durchmesser dh.

a)

b)

Abb. 7.3. Schüttungen aus Kugeln gleicher Größe und von gleichem Lückengrad a) kubische Packung, b) ungeordnete Packung


207

Bei der Einführung des hydraulischen Durchmessers geht man üblicherweise von der Vorstellung aus, dass sich das Lückenvolumen Vges – VP der Feststoffschicht in eine begrenzte Zahl von Strömungskanälen unterteilen lässt. Das kann gemäß Abb. 7.4 a in der Weise erfolgen, dass man eine Reihe von geraden, parallelen Kanälen annimmt, die alle den gleichen Durchmesser dh aufweisen und deren Länge gleich der Schichthöhe H ist. Der Volumenanteil der Kanäle ε und die volumenbezogene Phasengrenzfläche a entsprechenen denjenigen Werten der realen Schüttung. Die Kanäle können aber auch unregelmäßig wie in Abb. 7.4 b verlaufen. Die Länge dieser unregelmäßigen Kanäle ist größer als die Schichthöhe H. Ihre Querschnittsfläche ist längs des Strömungsweges unveränderlich. Schließlich sind auch Kanalformen gemäß Abb. 7.4 c denkbar. Hierbei wechseln Abschnitte mit konstanter und veränderlicher Querschnittsfläche einander ab. Obgleich diese Kanalform den wirklichen Verhältnissen in der Feststoffschicht am besten gerecht wird, hat es sich als völlig ausreichend erwiesen, zur Bestimmung des hydraulischen Durchmessers von der einfachen Vorstellung gemäß Abb. 7.4 a auszugehen. Der hydraulische Durchmesser wird üblicherweise als Verhältnis des Vierfachen der durchströmten Fläche zu dem benetzten Umfang definiert (s. Gl. (4.36)). Im Fall der Feststoffschüttung muss diese Beziehung sinngemäß durch Erweiterung mit der Schütthöhe modifiziert werden:

dh

dh

(7.5)

H

V ges − V P durchströmtes Volumen =4 benetzte Oberfläche APges

H

Schichthöhe H

dh ≡

a)

b)

c)

Abb. 7.4. Schematisierte Strömungsmodelle für Feststoffschüttungen. a) gerade, parallele Kanäle mit konstantem Durchmesser, b) Kanäle größerer Länge mit konstantem Durchmesser, c) Kanäle größerer Länge mit wechselndem Durchmesser

208


Hierin ist, neben dem bereits genannten freien Volumen (Vges – VP) der Schicht, APges die gesamte Oberfläche aller Füllkörper der Schicht. Mit Vges = VP/(1 - ε) aus Gl. (7.4) erhält man dh = 4

VP ε 1 − ε APges

(7.6)

Unter Verwendung von Gl. (7.2) für den charakteristischen Partikeldurchmesser ergibt sich: dh =

2 ε dP 3 1− ε

(7.7)

Der hydraulische Durchmesser ist eine Funktion des Lückengrades ε und des Partikeldurchmessers dP. Der Lückengrad ε berücksichtigt das gesamte in der Schicht vorhandene Lückenvolumen. Der Partikeldurchmesser dP ist ein Maß für die über die Schicht gemittelte Größe der einzelnen Poren, denn die Poren zwischen benachbarten Partikeln sind um so größer, je größer der Partikeldurchmesser ist. Die für monodisperse Schüttungen entwickelte Gl. (7.7) des hydraulischen Durchmessers lässt sich auch für polydisperse Systeme verwenden, wenn man den Partikeldurchmesser dP durch den für polydisperse Systeme geltenden SauterDurchmesser d32 (Gl. (7.3)) ersetzt. 7.1.4 Geschwindigkeitsverteilung innerhalb einer Feststoffschüttung Die Durchströmung von Schüttungen bzw. porösen Haufwerken tritt nicht allein in verfahrenstechnischen Prozessen auf, sondern stellt auch in vielen anderen technischen wie auch natürlichen Bereichen einen wiederkehrenden Grundvorgang dar. Beispielhaft seien hier das Eindringen von Regenwasser in den Boden oder die Grundwasserströmung genannt. Die ungleichförmige Verteilung des Lückengrades über dem Säulenquerschnitt führt zu einer ungleichmäßigen Durchströmung der Feststoffschicht. Da der Lückengrad in der Nähe der Behälterwand besonders groß ist, durchströmt in Wandnähe ein hoher Anteil des gesamten Fluidstromes die Schicht. Man spricht in diesem Zusammenhang von der Randgängigkeit oder Bypass einer Feststoffschüttung, die um so ausgeprägter ist, je größer der örtliche Lückengrad in Wandnähe wird. Abbildung 7.5 zeigt qualitativ die Geschwindigkeitsverteilung in einem durchströmten Haufwerk. Real ist die örtliche Geschwindigkeit an der Behälterwand auf Grund der Haftbedingung gleich null (Abb. 7.5 b). Mit zunehmendem Wandabstand steigt die Geschwindigkeit zunächst sehr steil an, durchläuft ein örtliches Maximum und sinkt dann auf einen annähernd konstanten, vom Ortsradius also unabhängigen Wert ab. Für die Geschwindigkeitsverteilung ergeben sich demnach eine ausgeprägte Randzone und eine Kernzone. Dieses Verhalten folgt

7.2 Druckverlust

209

w w

Ausströmgeschwindigkeit

w

Schüttung (konstanter Lückengrad)

w

Anströmgeschwindigkeit

Ausströmgeschwindigkeit

Schüttung (örtlich veränderlicher Lückengrad, Maximum an der Wand) w

Anströmgeschwindigkeit

Abb. 7.5. Erläuterung der Geschwindigkeitsverteilung in Füllkörperschichten. a) bei konstantem Lückengrad und b) bei örtlich veränderlichem Lückengrad mit einem Maximum nahe der Wand

unmittelbar aus dem ortsabhängigen Lückengrad (s. Abb. 7.2). (Eine umfangreiche Literaturübersicht gibt [Tsotsas 1990].) Die theoretischen und experimentellen Möglichkeiten zur Bestimmung des Geschwindigkeitsprofils sind begrenzt. Analytische Vorausberechnungen sind nur für geordnete Schüttungen möglich und auch dann nur im Bereich der schleichenden Schüttung. Eine aufwändige Berechnung wurde von [Sorensen u. Stewart 1974] für eine monodisperse Kugelschüttung mit kubischer Packung durchgeführt. Mit Hilfe der numerischen Strömungssimulation werden allerdings in zunehmendem Maße Strömungsberechnungen erfolgreich durchgeführt. Im Fall der strukturierten Packungen bestehen aufgrund der festgelegten Geometrie kaum mehr Probleme, einphasige Strömungen zu berechnen. Im Fall der zufälligen Schüttungen ergibt sich dagegen das Problem, die Schüttungsgeometrie ausreichend exakt zu erfassen. In diesem Bereich existiert eine Reihe aktueller Forschungsprojekte.

7.2 Druckverlust 1 Die Geschichte der Erforschung des bei der Durchströmung von Festbetten auftretenden Druckverlusts ist mehr als 140 Jahre alt und umfasst hunderte von wissenschaftlichen Untersuchungen. Hieraus resultiert eine weitgehende Reife der mathematischen Beschreibung. Der Druckverlust in Schüttungen lässt sich in Analogie zur Durchströmung von Rohren oder Kanälen beschreiben, wenn die Struktur der porösen Schicht durch die Einführung des hydraulischen Durchmessers berücksichtigt wird. Alternativ kann die Beschreibung auch durch die Betrachtung überströmter Einzelpartikeln erfolgen. Gebräuchlicher ist die Analogie 1

speziell hierzu s. [Wirth 2002]

210


zur Rohr- bzw. Kanalströmung, die deshalb hier dargestellt wird. Für den Druckverlust gilt dann analog zu Gl. (4.32):

Δp = ζ '

ρ 2 H w 2 dh

(7.8)

Dabei wurde vereinfachend die tatsächliche Kanallänge L mit der Höhe H der Schicht gleichgesetzt. Der dazwischen liegende Faktor wird damit vereinfachend dem Widerstandsbeiwert zugeschlagen. Als charakteristische Geschwindigkeit wird die mittlere effektive Fluidgeschwindigkeit w in den Kanälen durch die sogenannte Leerrohrgeschwindigkeit /A , die sich für den betreffenden Fluidvolumenstrom in der leeren Säule v ≡V S AS ergeben würde, ersetzt: w=

v ε

(7.9)

Die Ortsabhängigkeit der Strömungsgeschwindigkeit wird demzufolge in seinen Auswirkungen auf den Druckverlust nicht berücksichtigt. Wird zusätzlich der hydraulische Durchmesser gemäß Gl. (7.7) in Gl. (7.8) eingesetzt, so ergibt sich für den auf die Schichthöhe bezogenen Druckverlust: 2 Δp 3 ' 1 − ε ρ v = ζ H 4 ε 3 d 32

(7.10)

Da der konstante Faktor 3/4 für den Widerstandsbeiwert bedeutungslos ist, ergibt der Widerstandsbeiwert ζ als:

ζ =

ε 3 Δp d 32 1 − ε ρv2 H

(7.11)

Der Widerstandsbeiwert hängt von der Reynoldszahl der Durchströmung ab. In der Definitionsgleichung für Re werden demzufolge die mittlere Geschwindigkeit w und der hydraulische Durchmesser dh verwendet, die für das Innere der Schüttung charakteristisch sind: Red h ≡

w d h v ⋅ d32 2 1 = ν ν 3 1− ε

(7.12)

Lässt man den Faktor 2/3 unbeachtet, so ergibt sich als charakteristische Reynoldszahl für die Strömung in Festbetten: Re =

v ⋅ d 32 1 ν 1−ε

(7.13)

7.2 Druckverlust

211

Der Zusammenhang zwischen dem Widerstandsbeiwert und der Reynoldszahl, der auch als Widerstandsgesetz bezeichnet wird, ist von der Geometrie der Feststoffpartikeln sowie ihrer Größenverteilung abhängig. So gilt für eine regellose Schüttung von Kugeln gleicher Größe (dP = d32) die empirische Gleichung [Brauer 1960]:

ζ =

160 3,1 , + Re Re 0 ,1

(7.14a)

die in Abb. 7.6 dargestellt ist. Für Schichten aus Granulaten gilt das von [Ergun 1952] aufgestellte empirische Widerstandsgesetz

ζ =

150 + 1,75 Re

(7.14b)

Der erste Summand in beiden Gleichungen ist bestimmend für den Widerstandsbeiwert der laminaren Strömung und erfasst die Reibungsverluste, während der zweite Summand für die turbulente Durchströmung gilt. Bei der laminaren Strömung ist der erste Summand in beiden Gleichungen deutlich größer als derjenige der laminaren Rohrströmung (64/Re). Die erhöhten Werte können als eine Korrektur für die Verlängerung des effektiven Strömungswegs im Vergleich zur Höhe der Schüttung H interpretiert werden. 104 Kugeln Gl. (7.14a)

Widerstandsbeiwert ζ

Granulate Gl. (7.14b) 103

102

101

100 10-2

10-1

100

101

Reynoldszahl Re =

102 v d32 ν

103

104

105

1 1-ε

Abb. 7.6. Widerstandsgesetz für Schichten aus Kugeln [Brauer 1971] bzw. Granulaten [Ergun 1952]

212


Bei unterschiedlichen Reynoldszahlen setzt sich der Druckverlust aus folgenden Komponenten zusammen: Bis Re = 2 ist nur die Reibung durch streng laminare Umströmung der Partikeln wirksam. Für 2 < Re < 104 treten örtlich turbulenzartige Strömungen auf, und es wirkt zunehmend der Carnotsche Stoßverlust infolge der zahlreichen relativ schroffen Änderungen des Strömungsquerschnitts innerhalb der Kanäle. Ab Re = 104 ist nahezu nur noch der Carnotsche Stoßverlust für den Druckverlust von Bedeutung. Neben den beiden angegebenen gibt es noch eine Reihe weiterer Widerstandsgesetze für unterschiedliche Partikelformen (s. z.B. [Brauer 1971, Reichelt 1972, Achenbach 1982]. Insbesondere für die verschiedenen Füllkörper ist auf der Basis experimenteller Ergebnisse eine große Zahl unterschiedlicher Gleichungen aufgestellt worden, die sich in ihrer Struktur allerdings nur unwesentlich von den obigen Gln. (7.14) und (7.15) unterscheiden. Einen Überblick vermittelt Abb. 7.7, in der Widerstandsbeiwerte für unterschiedliche Füllkörper dargestellt sind. Aus der Gl. (7.11) wird der starke Einfluss der Porosität deutlich. Für Füllkörper werden deshalb hohe Porositäten bei gleichzeitig großer spezifischer Oberfläche angestrebt (s. Tabelle 7.1), um den Druckverlust möglichst gering zu halten. Weiterhin ist für die gleichmäßige Durchströmung des gesamten Apparatequerschnitts auf die sorgfältige Befüllung und damit einheitliche Verteilung des Feststoffs zu achten. Andernfalls treten Bypass-Strömungen auf (s. z.B. Abb. 7.5b wandnaher Bereich), die beispielsweise in Festbettreaktoren die Reaktorproduktivität nachhaltig beeinträchtigen können. 10

Widerstandsbeiwert ζ

6 4 Raschigring Bialeckiring Intalox Satte l

2

Pallring

1,5 Hacketten

Bialeckir ing geordnet ,

1

0,6 102

Kugeln

2

4

6

103

Reynoldszahl Re =

2 v d32 ν

4

6

104

2

1 1-ε

Abb. 7.7. Widerstandsbeiwert ζ als Funktion der Reynoldszahl, gültig für verschiedene Formen (nach [Mackowiak 1991])

7.3 Wärmeübergang

213

Die Gln. (7.14a und 7.14b) gelten lediglich für Festbetten aus monodispersen Teilchen. Da die Porosität polydisperser Schüttungen kleiner als diejeniger monodisperser Systeme ist, ergeben sich erhöhte Druckverluste. Nach [Jeschar 1964] können die Widerstandsbeiwerte polydisperser Schüttungen mit einem Korrekturfaktor aus denjenigen entsprechender monodisperser Schüttungen berechnet werden: æ ε monodisp ö ÷ çε ÷ è polydisp ø

ζ polydisp = ζ monodisp ç

0,75

(7.15)

Der Unterschied wird allerdings erst bei breiten Größenverteilungen signifikant.

7.3 Wärmeübergang2 Die Wärmeübertragung zwischen einem Fluid und den Partikeln einer Feststoffschüttung spielt eine maßgebliche Rolle bei der Auslegung von Regeneratoren, bei Trocknungsprozessen, in Festbettreaktoren und anderen Reaktionsapparaten. In einer durchströmten Schüttung wächst der Wärmeübergangskoeffizient α in den ersten Reihen der Packung rasch an und erreicht dann feste Endwerte [Gillespie et al. 1968]. Die Endwerte des Wärmeübergangskoeffizienten α sind infolge der häufigen Umlenkungen und Verwirbelungen der Strömung in einer Schüttung deutlich größer als die einer umströmten Einzelkugel. Analog zu der Vorgehensweise bei der Stoffübertragung, wird auch bei der Wärmeübertragung ein dimensionsloser Übergangskoeffizient, die Nusseltzahl Nu, gebildet. Sie ist für Kugeln wie folgt definiert: Nu mK ≡

αmdK λ

(7.16)

Dabei ist αm der mittlere Wärmeübergangskoeffizient und λ die Wärmeleitfähigkeit des umströmenden Fluids (s. Kap. 1). Zur Beschreibung des Strömungsfeldes wird ebenfalls analog zur Stoffübertragung anstelle der Schmidtzahl die Prandtlzahl Pr eingeführt. Pr ≡

ν , a

(7.17)

wobei a die Temperaturleitfähigkeit des Fluids ist (s. Kap. 1). Der Wärmeübergang an der Kugel (s. Kap. 12) ist gut untersucht worden, weshalb zu dieser Geometrie folgende empirische Gleichungen zur Bestimmung der Nusseltzahl vorliegen:

2

speziell hierzu s. [Gnielinski 2002]

214


(

)

(7.18)

Nu K ,lam = 0,664 Re1 / 2 Pr 1 / 3

(7.19)

Nu mK = 2 + Nu K2 ,lam + Nu K2 ,turb

Nu K ,turb =

0,037 Re 0 ,8 Pr

(

1/ 2

)

1 + 2,443 Re −0 ,1 Pr 2 / 3 − 1

(7.20)

wdK ν Diese Gleichungen gelten im Bereich 0,7 < Pr < 600 und 1 ≤ Re ≤ 106. Gl. (7.19) zeigt die völlige Übereinstimmung der Nusseltzahl bei laminarer Umströmung NuK,lam mit der Sherwoodzahl bei der Rohrströmung (Gl. (4.59)) sowie der Plattenströmung (Gl. (5.25 b). Der Endwert der Nußeltzahl Nu in einer Kugelschüttung und die mittlere Nußeltzahl NumK der umströmten Einzelkugel stehen, wie Versuche zeigten, in einem bestimmten nur vom Lückengrad abhängigen Verhältnis zueinander [Gnielinski 1975, 1978]. Es ist

mit:

Re ≡

Nu = f ε Nu mK

(7.21)

worin fε ein nur vom Lückengrad abhängiger Anordnungsfaktor ist. Die Nußeltzahl für eine überströmte Kugel ist in Gl. (7.18) mitgeteilt. In den Rechnungen ist die Reynoldszahl mit der effektiven mittleren Geschwindigkeit w = v/ε und dem Sauter-Durchmesser d32 zu bilden. Der Faktor fε lässt sich im Bereich 0,26 < ε < 1 aus dem einfachen Ansatz [Gnielinski 1975, 1978] fε = 1 + 1,5 (1 - ε)

(7.22)

mit ausreichender Genauigkeit berechnen. Die regellose monodisperse Kugelschüttung stellt den Prototyp eines Haufwerks dar. Gl. (7.21) gilt tatsächlich auch für Schüttungen aus nichtkugelförmigen Partikeln. Einige Anhaltswerte für den Anordnungsfaktor fε enthält die folgende Tabelle 7.2. Die Werte gelten im Bereich 102 < Re < 104.

Tabelle 7.2. Werte des Anordnungsfaktors fε für verschiedene Partikeln Partikel Zylinder, Länge L, Durchmesser d Würfel Raschigringe Berlsättel

fε 1,6 1,6 2,1 2,3

überprüft für 0,24 < L/d < 1,2, 0,6 ≤ Pr bzw. Sc ≤ 1300 Pr = 0,7 Sc = 0,6 sowie Sc = 2,5 Sc = 0,6 sowie Sc = 2,5

7.4 Stoffübergang

Den Wärmestrom berechnet man in bekannter Weise aus Q D A 'm

log

215

(7.23)

mit der mittleren logarithmischen Temperaturdifferenz

'-log

-w ein -ein -w aus -aus ln

- w ein -ein

,

(7.24)

- w aus -aus

wenn -ein, -w ein die Eintritts-, -aus, -w aus die Austrittstemperatur des Fluids bzw. die Oberflächentemperatur der Partikel ist. Die Stoffwerte zur Berechnung von Nu, Re und Pr sind bei der mittleren Temperatur des Fluids einzusetzen.

7.4 Stoffübergang Völlig analog zum Vorgehen bei der Berechnung des Wärmetransports lässt sich auch der Stofftransport im Haufwerk auf die Vorgänge an der Einzelkugel zurückführen. Hierbei werden dieselben Gleichungen (7.18–22) verwendet, die Nusseltzahl wird gegen die Sherwoodzahl ausgetauscht, und statt der Prandtlzahl wird die Schmidtzahl eingesetzt [Gnielinski 1978]. Die vereinfachende physikalische Betrachtungsweise, eine Feststoffschüttung in Analogie zur Durchströmung von Rohren oder Kanälen zu beschreiben, lässt sich ebenfalls für den Stoffübergang nutzen [Krischer u. Kast 1978]. Die Schüttung wird als ein System paralleler Kanäle mit einem äquivalenten mittleren Kanaldurchmesser d* entsprechend § 16 H 3 d* ¨ ¨ 9 S (1 H ) 2 ©

· ¸ ¸ ¹

1/ 3

dP

(7.25)

betrachtet. Dieses Ersatzsystem besitzt dasselbe Lückenvolumen H und dieselbe volumenbezogene Oberfläche a wie das Partikelsystem. Die Stoffübergangsbeziehungen der Rohrströmung können für Haufwerke verwendet werden, wenn die Kennzahlen mit dem äquivalenten mittleren Kanaldurchmesser d* gebildet werden: Shd* {

Re d* {

und

E d* D AB

vd* Q H

(7.26)

(7.27)

216


Pe ≡

vd* D AB ε

(7.28)

Es konnte gezeigt werden [Krischer u. Kast 1992], dass sich die Gleichungen für die Stoffübertragung bei der Rohrströmung (Rohrlänge z = L) für die laminare Anlaufströmung Sh = 0,664

Re

d Sc1 / 3 L

(4.59)

für die ausgebildete Laminarströmung mit Konzentrationsanlauf æ

Sh = 1,61 ç Re⋅ Sc ⋅ è

1/ 3

dö ÷ Lø

(4.60)

und für die vollständig ausgebildete Laminarströmung Sh = 3,66

(4.61)

auf Partikelsysteme anwenden lassen, wenn zu dem für das Partikelsystem gegebenen Verhältnis d*/dP ein entsprechendes Längenverhältnis (d/L)R der Rohrströmung bekannt ist. In Abb. 7.8 ist dieses Parameter-Zuordnungs-Diagramm dargestellt, welches auf der Basis zahlreicher Versuche aus dem Gebiet der Trocknungstechnik erstellt wurde. Ist das relative Lückenvolumen ε eines Haufwerks

Verhältnis

(d / L) R

101

100

10-1

10-2 10-2

10-1 Verhältnis

100

101

d* / d P

Abb. 7.8. Parameterzuordnungs-Diagramm (nach [Krischer u. Kast 1992]). Aufgetragen ist das Verhältnis Rohrdurchmesser zu -länge (d/L)R in Abhängigkeit vom Verhältnis äquivalenter mittlerer Kanaldurchmesser zu Partikeldurchmesser d*/dP

7.5 Modellierung von Austauschvorgängen in Festbetten

217

bekannt, kann das Verhältnis d*/dP gemäß Gl. (7.25) berechnet werden. Dann ergibt sich aus Abb. 7.8 das Verhältnis (d/L)R der Rohrströmung, welches bei den Gleichungen für die Stoffübertragung einzusetzen ist. Als treibende Konzentrationsdifferenz ist die mittlere logarithmische analog zu Gl. (7.24) einzusetzen. Es gibt somit zwei Methoden, den Stoffübergang an Partikeln in einer Schüttung zu berechnen. Die erste Methode orientiert sich an der Einzelkugel und die zweite am Rohr. Bei praktischen Problemen empfiehlt es sich, Berechnungen nach beiden Methoden durchzuführen. Dabei dürften durchaus Unterschiede von 20 % und mehr in manchen Sonderfällen auftreten. Anzumerken ist noch, dass der Stoffübergang in sehr fein dispersen Systemen erheblich schlechter als hier angegeben ist [Schlünder 1977].

7.5 Modellierung von Austauschvorgängen in Festbetten Festbetten werden überwiegend für Prozesse eingesetzt, in denen Energie- oder Stoffaustauschvorgänge eine entscheidende Rolle spielen. Dabei können parallel auch chemische Reaktionen auftreten, die überwiegend an katalytisch wirkenden Partikeloberflächen stattfinden. Um den Wärme- und/oder Stofftransport in durchströmten Festbetten zu beschreiben, wird gewöhnlich ein sogenanntes homogenes Modell verwendet. Dabei wird das disperse Fluid/Feststoff System als eine kontinuierliche Phase betrachtet (Einphasenmodell). Die Ableitung der Stoffbilanz wird für ein differentielles Volumenelement vorgenommen (s. Abb. 7.9). Es werden zylindrische Koordinaten benutzt und Winkelunabhängigkeit vorausgesetzt. Diese Geometrie bezieht sich auf die für die Praxis wichtigste Bauform von Festbettsystemen, nämlich das Schüttungsrohr. Die Massenbilanz an einem differentiellen Kreisringelement für eine Komponente A in einem Mehrkomponentensystem bei heterogener chemischer Reaktion 1. Ordnung an der Partikeloberfläche lautet

ε

∂cA ∂c 1 ∂ (rn r ) ∂ n z =− − − v A − k1w a c A . ∂t ∂z ∂z r ∂r

(7.29)

Dabei ist v die entsprechende Leerrohrgeschwindigkeit und cA die Konzentration der betrachteten Komponente A in der fluiden Phase, die durch eine heterogen katalysierte Reaktion verbraucht wird. k1w ist die Geschwindigkeitskonstante der heterogenen Reaktion und a die volumenspezifische Katalysatoroberfläche. Hierbei wird vereinfachend angenommen, dass der Transport von A an die Katalysatoroberfläche wesentlich schneller als der Verbrauch durch die chemische Reaktion verläuft (Reaktionslimitierung). Die Konzentration von A an der Katalysatoroberfläche cAw ist demzufolge gleich der Konzentration cA in dem strömenden Fluid. Für den Stofftransport in radialer und in axialer Richtung sind im wesentlichen Dispersionseffekte ausschlaggebend. Daher wird angesetzt:


v écA + ê ë

+

∂ n z ù dz dAz ú û ∂z

dr

én z ê ë

∂ cA ù dz dAz ú û ∂z r+

218

r én r ê ë

z + dz

1 ∂ (r n r ) ù dr dAr + ú û ∂r r

dz n r dAr dr z

dcA ε dV dt

k1w a cA dV dAz = 2 π r dr dAr = 2 π r dz dV = 2 π r dr dz

n z dAz v cA dAz

Abb. 7.9. Homogenes Modell zur Ableitung der Stoffbilanz der Komponente A eines Gemisches an einem differentiellen Element eines Schüttungsrohres

n r = − D r

∂cA ∂r

,

n z = − D ax

∂ cA . ∂z

(7.30a, b)

Die darin auftretenden Transportkoeffizienten werden als Dispersionskoeffizienten (Dr, Dax) (s. Abschn. 3.2.2) bezeichnet. Durch diese Koeffizienten wird der Einfluss der ungleichmäßigen Durchströmung erfasst. Der mathematische Ansatz ist analog zum Fickschen Gesetz. Durch Einfügen der Gl. (7.30a, b) in die Bilanzgleichungen ergibt sich

ε

æ1 ∂c ∂cA ∂ 2 c A ö÷ ∂ 2c A ∂c A + − v A − k1w a c A = Dr ç + D ax 2 2 ç ÷ r ∂r ∂t ∂z ∂r ø ∂z è

(7.31)

für den Stofftransport. Im stationären Fall folgt

∂ c A ∂ 2 c A ö÷ ∂ 2cA ∂c + + D = v A + k1w a c A . ax 2 ÷ 2 ç r ∂r ∂z ∂r ø ∂z è æ1

Dr ç

(7.32)

Die Gl. (7.32) lässt sich unter Umständen weiter vereinfachen. Es wird zwischen zwei Fällen unterschieden: -

Vernachlässigung der axialen Dispersion (Dax = 0). Es folgt für den Stofftransport:


∂ c A ∂ 2 c A ö÷ ∂c + = v A + k1w a c A . 2 ÷ ç r ∂r ∂z ∂r ø è æ1

(7.33)

Dr ç -

219

Wegfall der radialen Dispersion bei eindimensionalen Vorgängen. Das Problem lässt sich anhand von gewöhnlichen Differentialgleichungen formulieren. Es gilt: D ax

d 2c A dz

2

=v

dc A + k1w a c A . dz

(7.34)

Die Leerrohrgeschwindigkeit v wird in der Regel als konstant über dem Radius r angesehen. Die Randbedingungen ergeben sich wie folgt (Abb. 7.10): Randbedingungen an der Wand (r = R)

∂ cA = 0 kein Stofftransport über die Rohrwand ∂r

(7.35)

v cA (z=H)

k1w a cA Δ z

Δz

v cA (z=H-Δz) − Dax

∂ cA ∂ z z =H − Δ z

= v cA (z=H) − k1w a cA Δ z

− Dax ∂ cA ∂ z z =H − Δ z

− Dax

∂ cA ∂ z z = Δz

v cA(z = Δz)

v cA ein k1w a cA Δ z

Δz

= v cA(z = Δz) − Dax

∂ cA − k a c Δz ∂ z z = Δz 1w A

v cA ein

Abb. 7.10. Erläuterung der Randbedingungen bei der Berechnung der Konzentrationsverläufe mit dem homogenen Modell

220


Die Randbedingungen am Ein- und Austritt lassen sich anhand einer Massenbilanz, wie in Abb. 7.10 illustriert, ableiten. Lässt man das betrachtete Bilanzvolumen mittels Δz → 0 ebenfalls gegen null gehen, so ergeben die Randbedingungen für z = 0 bzw z = H. Randbedingungen am Austritt (z = H)

∂ cA = 0. ∂z

(7.36)

Randbedingungen am Eintritt (z = 0) v (c A,ein − c A ) = − D ax

∂ cA . ∂z

(7.37)

Die Randbedingung nach Gl. (7.36) besagt verschwindende Dispersion über die obere Grenze der Schüttung, und diejenige nach Gl. (7.37) einen Konzentrationssprung am Eintritt. Bei instationären Vorgängen muss zusätzlich das Konzentrationsprofil bei t = 0 vorgegeben werden (Anfangsbedingung). Für die Berechnung des Stofftransports gemäß der beschreibenden Differentialgleichungen werden radiale und axiale Dispersionskoeffizienten benötigt. Zur Messung der axialen Dispersionskoeffizienten existieren unterschiedliche Methoden. Eine häufig verwendete Technik besteht in der Ausführung einer Störung der Strömung am Eingang in das Festbett. Das zugehörige Eingangssignal kann die Form einer Puls-, Schritt- oder periodischen Markierung haben, wie dies zur Bestimmung einer Verweilzeitverteilung (s. Abschn. 3.3) üblich ist. An einem Querschnitt stromabwärts wird die Konzentration der Tracer-Substanz als Funktion der Zeit aufgenommen. Die entstehende Kurve stellt die Antwort des Systems auf die eingeführte Störung dar und wird als Ausgangssignal, output oder response bezeichnet. Aus dem Vergleich des Ausgangssignals mit der analytischen Lösung von Gl. (7.31) wird der gesuchte Dispersionskoeffizient Dax ermittelt. Zu den Dispersionskoeffizienten gibt es in der Literatur eine Vielzahl an Arbeiten (s. z.B. [Tsotsas 1990]). Generell ist festzustellen, dass für Gase bei kleinen Reynoldszahlen ein linearer Zusammenhang zwischen der axialen Pecletzahl Pe ax =

v dP ε D ax

(7.38)

v dP ν

(7.39)

und der Reynoldszahl Re besteht: Re =

Demzufolge sind die Dispersionskoeffizienten unabhängig von der Durchströmungsgeschwindigkeit. Die Dispersion tritt aufgrund der molekularen Diffusion auf. Im Bereich großer Reynoldszahlen werden die Pecletzahlen unabhängig von der Reynoldszahl. Infolge des wesentlich geringeren Diffusionskoeffizienten zeigen Flüssigkeiten auch für sehr geringe Reynoldszahlen keinerlei Einfluss von Re.


221

Die Dispersionskoeffizienten sind dementsprechend direkt proportional zur Strömungsgeschwindigkeit. Im Fall der axialen Dispersion basiert eine Abschätzung für Peax auf folgender Überlegung: Betrachtet man die Freiräume in einem Festbett als ideale Rührkessel sowie die Anzahl der Freiräume als annähernd gleich N≈

H dP

und verwendet die Beziehung N = Bo/2 = w H/(2 Dax) gemäß Gl. (3.31), dann resultiert hieraus für den axialen Dispersionskoeffizienten: Pe ax =

w dP =2 Dax

(7.40)

Im Gegensatz zu Flüssigkeiten gilt diese Gleichung bei Gasen erst bei höheren Reynoldszahlen (Re > 10). Radiale Dispersionskoeffizienten sind etwa um den Faktor 6 höher als axiale. Dies lässt sich anhand theoretischer Betrachtungen ebenfalls ableiten (s. z.B. [Levenspiel u. Bischoff 1963]). Insgesamt weist die radiale Vermischung im Festbett in den meisten Fällen nur eine untergeordnete Bedeutung auf. Bei konstanten Pecletzahlen kann der Mischprozess praktisch nur durch die Teilchengröße beeinflusst werden. Im Übergangsgebiet können folgende Gleichungen verwendet werden [Bischoff 1969, Edwards u. Richardson 1968]: 1 0,73 ⋅ ε = + 0,1 Pe r Re ⋅ Sc 1 0,73 ⋅ ε = + Pe ax Re ⋅ Sc

0,45 9,7 ε 1+ Re Sc

(7.41)

(7.42)

Abbildung 7.11 zeigt Literaturergebnisse in Form von Messbereichen von Peax-Zahlen für Gase und Flüssigkeiten. Darüber hinaus sind auch die nach Gl. (7.40 b) berechneten Boax-Zahlen für Sc = 1 und Sc = 1000 eingetragen. Aus der Größenordnung der Bodensteinzahlen wird deutlich, dass die axiale Dispersion in Festbetten relativ gering ist und sich damit annähernd das Vermischungsverhalten eines idealen Strömungsrohres für H/dp > 100 ergibt. Gleichung (7.34) kann mit der Einführung der dimensionslosen Konzentration ξA = cA/cA,ein und der dimensionslosen Länge z* = z/H als d 2ξ A dz ∗2

− Bo

dξ A dz ∗

− Da ξ A = 0

(7.43)

7 Einphasig durchströmte Feststoffschüttungen 101 Gl. (7.42) Sc = 1000

2 100

Flüssigkeiten

Messbereiche experimenteller Literaturdaten

10-1 G as e

Axiale Pecletzahl Peax =

v . dp ε . Dax

222

Gl. (7.42) Sc = 1

10-2 10-3

10-2

10-1

100

101

102

103

104

Reynoldszahl Re = v . dp / ν

Abb. 7.11. Experimentelle Ergebnisse zur axialen Dispersion in Festbetten für Flüssigkeiten und Gase [Edwards u. Richardson 1968]

geschrieben werden. Darin ist neben der Bodensteinzahl Bo Bo ≡

v⋅H Dax

(7.44)

die Damköhlerzahl Da enthalten, die bei dem heterogenen Reaktionsansatz als Da ≡

k 1w ⋅ a ⋅ H 2 D ax

(7.45)

definiert ist. Unter Einbeziehung der Randbedingungen gemäß Gln. (7.36) und (7.37) ergibt sich folgende Lösung für den Konzentrationsverlauf innerhalb des katalytischen Festbetts: æ Bo

ξ A = c1 exp ç è

2

æ Bo

ö

( 1 + q ) ⋅ z * ÷ + c 2 exp ç ø

è

2

ö

(1 − q ) ⋅ z * ÷ ø

(7.46)

mit q = 1+

c1 =

4 Da Bo 2

−2 (1 − q) exp ( Bo q) (1 + q) 2 − (1 − q ) 2

(7.47)

(7.48)

7.6 Aufgaben

c2 =

2 (1 + q)

223

(7.49)

(1 + q ) − exp (− Bo q) (1 − q ) 2 2

In Abb. 7.12 sind die Verläufe der dimensionslosen Konzentration ξA über der dimensionslosen Lauflänge z* dargestellt. Als Scharparameter dient die Bodensteinzahl Bo. Die Werte der Leerrohrgeschwindigkeit v, der Reaktionsgeschwindigkeitskonstante k1 und der Reaktorlänge H wurden konstant gehalten. Man erhält mit Bo → ∞ den Grenzfall der Kolbenströmung, der zur niedrigsten Austrittskonzentration führt und mit Bo → 0 den Grenzfall der idealen Durchmischung. Die Ergebnisse verdeutlichen, dass die axiale Dispersion im Allgemeinen die chemische Umsetzung reduziert.

7.6 Aufgaben

Dimensionslose Konzentration ξ A

13. Für eine metallische 50 mm Pallringschüttung ist für die Schüttungsdichte N = 6690 l/m³ die geometrische Füllkörperoberfläche a und das Lückenvolumen ε zu bestimmen. Folgende Standardwerte gelten nach Herstellerangaben: N0 = 6100 l/m³ a0 = 110 m²/m³ ε0 = 0,952 m³/m³ →

1

∞

10

0,8

ide ale sS

1

0,6

Bo = Da tröm ung sro

hr

0,1

Bo = 0

idealer Rührkessel

0,4

0,2

0 0

0,2

0,4

0,6

0,8

1

Dimensionslose Lauflänge z*

Abb. 7.12. Nach Gl. (7.46) berechnete Konzentrationsverläufe im Festbettreaktor in Abhängigkeit von der dimensionslosen Lauflänge

3

nach [Mackowiak 1991]

224


2. Eine Säule von 0,1 m² Querschnitt und 2 m Länge ist mit 2 mm Kugeln gefüllt. Eine Kunststofflösung fließt unter einer Druckdifferenz von 1,1 ⋅ 106 kg m-1 s-2 mit einem Massenstrom von 120 kg min-1 durch das Haufwerk. Die Lösung hat eine Zähigkeit von η = 56,5 mPas bei einer Dichte von ρ = 1290 kg/m³. a) Wie groß ist die Porosität der Kugelschüttung? b) Welcher Druckverlust ergibt sich bei einer Halbierung bzw. Verdoppelung des Volumenstroms? 3. In einem Laborversuch wurde eine Mehrkornschüttung von 1m Höhe aus kugelförmigen Füllkörpern (dP1 = 9,9 mm; dP2 = 19,9 mm; dP3 = 33,6 mm; dP4 = 80,4 mm; ρ1-4 = 2,3 ⋅ 103 kg/m³) in eine Säule von D = 500 mm Durchmesser eingebracht. Die Masse der vier Kugelfraktionen wurde zu m1 = 75,7 kg; m2 = 81,9 kg; m3 = 75,7 kg; m4 = 81,9 kg ermittelt. Es ist das Lückenvolumen εm, der mittlere Sauter-Durchmesser d32 und der Druckverlust der Schüttung zu ermitteln, wenn diese mit Luft von 20 °C (ρ = 1,2045 kg/m-3, ν = 15,11 ⋅ 10-6 m² s-1) und einer Geschwindigkeit von w = 0,55 m s1 (bezogen auf die Fläche der Säule) durchströmt wird. Hinweis: ε = 0,375 + 0,34 dP/D, wobei für dP der Durchmesser der kleinsten Fraktion anzusetzen ist. 4. Eine bestehende Feststoffschüttung (Höhe: 15 m, Durchmesser D = 1,5 m) soll bezüglich ihrer Gasreinigungskapazität erhöht werden. Derzeit werden keramische Kugeln mit d = 35 mm als Füllkörper eingesetzt. Der Gasvolumenstrom beträgt 3400 m³/h, (ρg = 1,35 kg/m³, ηg = 17,5 ⋅ 10-6 Pa s, DAB = 10-5 m²/s). Die Reinigung läuft bei T = 293 K und p = 101,3 KPa ab. Die Ein- und Ausgangskonzentrationen cA ein und cA aus des Gases und der Volumenstrom sind nicht bekannt, sollen aber durch die Modifikation nicht verändert werden. a) Um welchen Faktor lässt sich der Massenstrom der Komponente A durch 1. keramische Raschig-Ringe 2. keramische Hiflow-Ringe (35 mm) im Vergleich zu den Kugeln verbessern? b) Wie stark ändert sich der Druckverlust? c) Welche der betrachteten Füllkörper sind für diesen Anwendungsfall die geeignetesten? 54. Aus einem Wassermassenstrom (νf = 10-6 m²/s) von 1 m³/h sollen Ca2+ Ionen ( D Ca 2 + /H O = 10-9 m²/s) entfernt werden. Die Konzentration soll von einem Aus2

gangswert von 500 mg/L auf eine Endkonzentration von 10 mg/L reduziert wer4


7.6 Aufgaben

225

den. Dieser Prozess wird in einer Ionenaustauschersäule durchgeführt, die mit annähernd kugelförmigen Partikeln (dP = 2 mm, ε = 0,4) gefüllt ist. Die Ca2+-Konzentration, die sich im Gleichgewicht mit der Ionenaustauscheroberfläche ergibt, ist annähernd gleich null. Der geschwindigkeitsbestimmende Schritt des Austauschvorgangs ist der Stofftransport von der Flüssigkeit an die Partikeln. Wie groß ist das Produkt aus Säulenhöhe und –durchmesser HD, das für diesen Prozess erforderlich ist? Hinweis: Dispersionseffekte können vernachlässigt werden. 65. In einer mit Katalysatorpartikeln (dP = 1 mm) gefüllten Kolonne (ε = 0,4) wird eine Komponente (DAB = 10-9 m²/s) eines Flüssigkeitsstroms (vf = 0,04 m/s, ν = 10-6 m²/s) durch eine chemische Reaktion umgesetzt. Diese heterogene Reaktion ist irreversibel, 1. Ordnung (k1w = 4 ⋅ 10-5 m/s) und erfolgt auf der Partikeloberfläche. Welche Schüttungshöhe wird benötigt, um einen Umsatz von 0,63 (= 1 – e-1) zu erreichen? 76. Um die Konzentration von Wasser in einem organischen Lösungsmittel von ursprünglich 0,1 Massen-% herabzusetzen, wird die Flüssigkeit durch ein Adsorber-Festbett transportiert, das aus 3 mm Kugeln besteht. Die Betthöhe beträgt 0,35 m und der Lückengrad 0,38. Die Flüssigkeitsleerrohrgeschwindigkeit wird auf 1,1 cm/s eingestellt. Unter den Betriebsbedingungen ergeben sich folgende Stoffwerte: Flüssigkeitsdichte ρf = 790 kg/m³, -viskosität ηf = 1,2 mPas und Diffusionskoeffizient für Wasser im Lösungsmittel 2,6 ⋅ 10-9 m²/s. a) Wie groß ist der Massenanteil an Wasser am Austritt? b) Welche Bedeutung besitzt die axiale Dispersion? Hinweise: - Die Wasserkonzentration an der Kugeloberfläche kann gleich null gesetzt werden. - Die entstehende Differentialgleichung kann mit dem Ansatz gem. Gln. (7.46 – 7.49) unter Berücksichtigung der Randbedingungen gelöst werden. - Zur Berechnung des axialen Dispersionskoeffizienten ist Gl. (7.42) zu verwenden. Der Stoffübergangskoeffizient lässt sich nach dem Abschnitt 7.4 berechnen.

5 6

nach [Beek et al. 1999] nach [Wronski et al. 1998]

226


7.7 Literatur Allgemein Baehr HD, Stephan K (1994) Wärme- und Stoffübertragung. Springer, Berlin Heidelberg New York Brauer H (1971) Grundlagen der Einphasen- und Mehrphasenströmungen. Verlag Sauerländer, Aarau Mackowiak J (1991) Fluiddynamik von Kolonnen mit modernen Füllkörpern und Packungen für Gas/Flüssigkeitssysteme. Salle Tsotsas E (1990) Über die Wärme- und Stoffübertragung in durchströmten Festbetten. Fortschr-Ber VDI Reihe 3 Nr 223, VDI-Verlag, Düsseldorf Westerterp KR, van Swaaij WPM, Beenackers AACM (1984) Chemical Reactor Design and Operation. John Wiley & Sons Speziell Achenbach E (1982) Druckverlust von durchströmten Kugelschüttungen bei hohen Reynoldszahlen. Chem Ing Tech 54:66–67 Billet R (1995) Packed Towers. Wiley-VCH, Weinheim Bischoff KB (1969) A note on gas dispersion in packed beds. Chem Eng Sci 24:607 Brauer H (1960) Eigenschaften der Zweiphasen-Strömung bei der Rektifikation in Füllkörpersäulen. Dechema Monographien 37:7–78 Edwards MF, Richardson JF (1968) Gas dispersion in packed beds. Chem Eng Sci 23:109– 123 Ergun S (1952) Fluid Flow Through Packed Columns. Chem Eng Progr 48, 2:89–94 Gillespie BM, Crandall ED, Carberry JJ (1968) Local and average interphase heat transfer coefficients in a randomly packed bed of spheres. AIChEJ 14:483–490 Gnielinski V (1975) Berechnung mittlerer Wärme- und Stoffübertragungskoeffizienten an laminar und turbulent überströmten Einzelkörpern mit Hilfe einer einheitlichen Gleichung. Forsch Ing Wes 41:145–153 Gnielinski V (1978) Gleichungen zur Berechnung des Wärme- und Stoffaustausches in durchströmten ruhenden Kugelschüttungen bei mittleren und großen Pecletzahlen. Verfahrenstechnik 12:363–366 Gnielinski V (2002) Wärmeübergang Partikel-Fluid in durchströmten Haufwerken. In: VDI-Wärmeatlas. 9. Aufl, VDI Verlag, Düsseldorf, Gj 1–2 Jeschar R (1964) Druckverlust in Mehrkornschüttungen aus Kugeln. Arch Eisenhüttenwesen 35:91–108 Krischer O, Kast W (1992) Die wissenschaftlichen Grundlagen der Trocknungstechnik. Bd 1, 3. Aufl, Springer, Berlin Levenspiel O, Bischoff KB (1963) Patterns of flow in chemical process vessels. Advances in Chemical Engineering IV, Academic Press, London Mersmann A (1985) Stoffübertragung. Springer, Berlin Heidelberg New York Mersmann A, Deixler A (1986) Packungskolonnen. Chem Ing Tech 58:19–31 Reichelt W (1972) Zur Berechnung des Druckverlusts einphasig durchströmter Kugel- und Zylinderschüttungen. Chem Ing Tech 44:1068–1071 Roblee LHS, Baird RM, Tierney JW (1958) Radial Porosity Variations in Packed Beds. AIChEJ 4:460–464

7.7 Literatur

227

Schlünder EU (1977) On the mechanism of mass transfer in heterogeneous systems in particular in fixed beds. Chem Eng Sci 32:845–851 Sorensen JP, Stewart WE (1974) Computation of forced convection in slow flow through ducts and packed beds. Part II: Velocity profile in a cubic array of spheres. Chem Eng Sci 29:819–825 Stichlmair J (2002) Destillation and Rectification. In: Ullmann's Encyclopedia of Industrial Chemistry. 7. Aufl, Wiley-VCH, Weinheim Wirth KE (2002) Druckverlust bei der Strömung durch Schüttungen. In: VDI-Wärmeatlas. 9. Aufl, VDI Verlag, Düsseldorf, Laf 1–5 Wronski S, Pohorecki R, Siwinski J (1998) Numerical Problems in Thermodynamics and Kinetics of Chemical Engineering Processes. Begell House, New York

8 Filtration und druckgetriebene Membranverfahren

Die Abtrennung disperser Stoffe aus einem Gas- oder Flüssigkeitsstrom stellt eine häufig auftretende Aufgabenstellung dar. Obwohl es sich hierbei um typische Zweiphasenströmungen handelt, lassen sich die wesentlichen mathematischen Beschreibungsansätze auf Gesetzmäßigkeiten einphasiger Strömungen zurückführen. In diesem Kapitel werden neben dem klassischen Filtrationsverfahren auch die druckgetriebenen Membranverfahren behandelt, die eine Abtrennung von Stoffen bis in den molekularen Bereich hinein ermöglichen.

8.1 Einteilung der Trennverfahren Unter Filtration versteht man das nassmechanische Abtrennen von dispergierten Feststoffen aus Suspensionen bzw. das Abtrennen von Stäuben oder Aerosolen (Flüssigkeitströpfchen) aus Gasen. Merkmal der Filtration ist die Verwendung eines porösen Filtermediums mit Porengrößen zwischen einigen μm und mehreren Millimetern. Eine Klassifikation der Filtrationsverfahren zeigt Tabelle 8.1. Membranen (lat. Membrana = Häutchen) sind feste oder flüssige, semipermeable Trennwände. Sie trennen Stoffgemische, indem sie mindestens eine Komponente des Gemisches ungehindert passieren lassen, während andere Komponenten

Tabelle 8.1. Klassifikation der Filtrationsverfahren

Treibende Kraft

Betriebsweise

Prozessführung

Druck/ Vakuum

diskontinuierlich

Kuchenfiltration

Schwerkraft

kontinuierlich

Querstromfiltration

Zentrifugalfeld


Tiefenfiltration

230


mehr oder weniger stark zurückgehalten werden. Der Unterschied zum herkömmlichen Filter liegt in der Fähigkeit der Membranen, Stoffgemische bis in den molekularen Bereich hinein zu trennen. Abbildung 8.1 zeigt eine Einteilung der druckgetriebenen Trennverfahren Filtration, Mikro- und Ultrafiltration, Nanofiltration und Umkehrosmose in Abhängigkeit vom Trennproblem. Darüber hinaus existiert eine Reihe weiterer spezieller Membranprozesse (Dialyse, Elektrodialyse, Gaspermeation und Pervaporation). In Abhängigkeit von der Aufgabenstellung werden folgende Filtrationsarten unterschieden: -

Klärfiltration. Das Filtrationsziel ist die Gewinnung eines reinen Filtrats. Rückstandsfiltration. Das Ziel ist die Gewinnung des Feststoffs aus der Trübe. Scheidefiltration. Hierbei sollen sowohl das Filtrat als auch der in der Suspension enthaltene Feststoff gewonnen werden.

8.2 Prozessführung Bei der Prozessführung wird zwischen Kuchenfiltration, Querstromfiltration (Crossflow-Filtration) und Tiefenfiltration unterschieden. Die Kuchenfiltration kommt vor allem bei der klassischen Partikelfiltration und z.T. bei der Mikrofiltration zum Einsatz. Die Querstromfiltration stellt im Fall der anderen Membran-

Salzlös.

Viren

Bakterien

Makromoleküle

Druckdifferenz Δp

102

Hefezellen

Umkehrosmose

bar 101

Nanofiltration Ultrafiltration Mikrofiltration

100

Filtration

10-1 10-4

10-3

10-2

10-1

100

μm

102

Partikel- bzw. Molekülgröße dP Abb. 8.1. Zuordnung der druckgetriebenen Membranverfahren (nach [Rautenbach 1997])

8.2 Prozessführung

231

filtrationsverfahren praktisch die ausschließliche Betriebsweise dar. Die Tiefenfiltration findet im Innern einer meist relativ dicken Filtermittelschicht aus gröberen Körnern oder auch Fasern statt. 8.2.1 Kuchenfiltration Bei der Kuchenfiltration wird der Filter orthogonal von der Suspension angeströmt, wobei die wässrigen Komponenten den Filter passieren, während die Partikeln auf der Filteroberfläche abgeschieden werden. Kurze Zeit nach dem Anfahren des Filtrationsprozesses bildet sich ein sogenannter Filterkuchen aus, der aus dem abgeschiedenen Feststoff aufgebaut ist. An der Oberfläche des Filterkuchens werden fortlaufend weitere Partikel abgeschieden. Es bildet sich also eine mit der Zeit wachsende Deckschicht aus, die den Gesamtfiltrationswiderstand erhöht. Abbildung 8.2 zeigt schematisch die Zunahme der Deckschicht mit der Filtrationsdauer und die daraus resultierende Abnahme des Filtratflusses. Wenn infolge der fortgeschrittenen Deckschichtbildung auch bei hohen Drücken nur noch sehr geringe Mengen permeieren, muss der Filtrationsvorgang abgebrochen und der Filter gereinigt oder ausgetauscht werden. Es handelt sich also um einen diskontinuierlichen Betrieb, welcher meist nur bei geringen Feststoffkonzentrationen praktikabel ist. Diese auch als Dead-End-Filtration bezeichnete Vorgehensweise wird daher oftmals als End- oder Sicherheitsfiltration sowie zur Sterilfiltration in der Lebensmittel- und Biotechnologie eingesetzt. Eine besondere Stellung nimmt hier die Kuchenfiltration ein: hier wird die Deckschicht gezielt als Filtermedium eingesetzt.

t chich ecks D r e ed Dick

spezifi scher Filtratf luss

0

0 Filtrationsdauer t

Abb. 8.2. Prinzip der Kuchenfiltration

232


8.2.2 Querstromfiltration Die Querstromfiltration wurde entwickelt, um einen kontinuierlichen Prozess mit längerer Nutzungsdauer der Filtereinheit zu realisieren. Bei diesem Verfahren wird der Filter parallel von der Suspension überströmt (s. Abb. 8.3). Es stehen somit die Überströmungs- und die Filtratflussrichtung kreuzweise zueinander. Durch die Querströmung werden Scher- und Auftriebskräfte an der Membranoberfläche erzeugt, welche im Gegensatz zur Kuchenfiltration die auf der Membran abgelagerten Partikeln bis auf eine dünne Partikelgrundschicht wieder in die Kernströmung zurückführen. Abb. 8.3 zeigt schematisch die Zunahme der Deckschicht mit der Filtrationsdauer und den Verlauf des spezifischen Filtratflusses. Im Idealfall bleibt die Deckschichtdicke nach einer Einfahrzeit konstant und damit auch der Filtratfluss. Tatsächlich zeigt sich in der technischen Anwendung eine schleichende zeitliche Abnahme des spezifischen Filtratflusses. Dies entsteht z.B. durch feine, die Partikeldeckschicht bzw. das Filtermedium blockierende Teilchen. Die Zusammensetzung und Dicke der Partikelgrundschicht variieren mit den jeweiligen Betriebsbedingungen. Diese Partikelschicht beeinflusst den Gesamtdurchflusswiderstand für das Filtrat erheblich. Da der Filterwiderstand jedoch durch die Verhinderung einer weiteren Kuchenbildung auf geringem Niveau konstant gehalten wird, können auch bei sehr schwer filtrierbaren Suspensionen große Durchflussleistungen erzielt werden. Die Erzeugung der erforderlichen Querströmung kann auf unterschiedliche Weise realisiert werden. In den meisten Fällen wird die Suspension mit sehr hohen Überströmgeschwindigkeiten (2 bis 5 m/s) entlang der Filter- oder Membranoberfläche gepumpt, wodurch gegenüber der Kuchenfiltration ein deutlich höherer Energieeintrag erforderlich ist.

spezifischer Filtratfluss

Dicke der Deckschicht

0

Abb. 8.3. Prinzip der Querstromfiltration

0

Filtrationsdauer t

8.2 Prozessführung

233

8.2.3 Tiefenfiltration Die Filtration kann allgemein als Oberflächen- oder Tiefenfiltration erfolgen. Bei der Oberflächenfiltration erfolgt die Abtrennung auf der Oberfläche der eingesetzten Filter oder Membranen. Bei der Tiefenfiltration werden die Feststoffpartikeln im Innern grobporiger Filterschichten von der Suspension getrennt und abgelagert (Abb. 8.4). Daher eignet sich die Tiefenfiltration nur für Suspensionen mit geringem Feststoffgehalt. (Die Erfahrung zeigt, dass die Feststoffkonzentration bei üblichen Tiefenfiltern nicht viel mehr als 0,1 g/L betragen sollte.) Sie wird in der Regel bei sehr feinem Partikelspektrum eingesetzt, da insbesondere sehr feine Partikeln durch die Anlagerung an die innere Oberfläche des Filters abgeschieden werden. Die Filter müssen aufgrund des Trennmechanismus wesentlich dicker sein als diejenigen, die zur Oberflächenfiltration eingesetzt werden, denn die Partikel müssen einen ausreichend langen Weg durch das Kapillarsystem zurücklegen können, um sich an die innere Filteroberfläche anzulagern. Filtermedien können Schüttungen (z.B. aus Sand oder Kies) oder eine oder mehrere Lagen faseriger Vliesstoffe sein. Da in den wenigsten Fällen der abgeschiedene Feststoff zurückgewonnen werden kann, dient die Tiefenfiltration fast ausschließlich der Klärfiltration. Der größte Anwendungsbereich liegt in der Trinkwasseraufbereitung. Die Porenweite von Tiefenfiltern liegt um ein Vielfaches über dem Durchmesser der abzutrennenden Partikel dP. Der Filtrationsmechanismus ist im wesentlichen auf die Wirkung von Haftkräften zurückzuführen. Sie bewirken, dass die eindringenden Partikeln, die mit der großen inneren Oberfläche des Filtermediums

Trübe

Tiefenfilterschicht

Filtrat

Abb. 8.4. Prinzip der Tiefenfiltration

234


in Berührung kommen, an dieser haften bleiben, nachdem die Partikeln durch geeignete Transportvorgänge an die Kornoberfläche herangeführt worden sind. Ein Beispiel für eine derartige Haftung gibt Abb. 8.5. Das Foto zeigt 10 μm Glaskugeln, die auf einer Glasfaser "aufgestäubt" wurden [Borho et al. 1991]. Mit Verringerung der freien Strömungsquerschnitte nimmt der Druckverlust bei der Durchströmung zu. Bei Erreichen eines bestimmten Druckverlusts muss das Filtermedium durch Rückspülung regeneriert oder gegebenenfalls ersetzt werden. Die Abscheidung der Partikeln basiert hauptsächlich auf drei Mechanismen. 1. 2. 3.

Partikeln werden durch den Verlauf der Stromlinie direkt an ein Filterkorn herangeführt (Sperreffekt) Partikeln sedimentieren aus der Strömung an das Filterkorn (dp > 1 μm) Partikeln werden durch die Brownsche Molekularbewegung an ein Filterkorn herangeführt (dp < 1 μm, Diffusion)

Für die Haftung der Partikeln an der Oberfläche des Filtermediums sind van der Waalssche Haftkräfte und elektrostatische Anziehungskräfte maßgebend. Durch zu große Scherkräfte der durchströmenden Flüssigkeit können angelagerte Partikeln auch wieder abgerissen werden. Von diesem Effekt macht man beim Rückspülen von Filtern bewusst Gebrauch. Die Filtration von Suspensionen in Tiefenfiltern ist ein äußerst komplizierter Vorgang, dessen mathematische Beschreibung sehr schwierig ist. Deshalb werden Tiefenfilteranlagen fast nur aufgrund von Erfahrungswerten oder halbtechnischen Versuchen ausgelegt. Typische Flüssigkeitsbelastungen für die Abtrennung von Partikeln > 1 μm erreichen Werte bis etwa 15 m³/(m²h). Die Durchströmungsgeschwindigkeit muss bei sehr kleinen Partikeln ( pA

241

atmosph. Druck pA

p < pA pA

pA

Schwerkraftfilter

Druckfilter

Saugfilter

a)

b)

c)

Vakuumpumpe

Abb. 8.8. Arbeitsprinzipien der Schwerkraft-, Druck- und Saugfiltration

Verstopfungungen wählt man i.d.R. Filter, die einen größeren Porendurchmesser besitzen, als die abzutrennenden Partikeln. Das führt in der Anfahrphase des Filterprozesses dazu, dass zunächst ein kleiner Teil des Feststoffs durchschlägt, bis sich über den Poren des Filtermediums Feststoffbrücken aufgebaut haben. Um einen Durchbruch der Partikeln durch das Filter weitestgehend zu verhindern, schwemmt man Filterhilfsmittel an, die eine sogenannte Anschwemmschicht aufbauen. Erst danach belastet man den Filter mit der Trübe. Die Anschwemmschicht ist für die Feststoffteilchen undurchlässig und verhindert die Verstopfung des Filtermediums. Ein weiterer Vorteil solcher Filterhilfsmittel besteht darin, dass sich der Kuchen beim Rückspülen des Filters leichter ablösen lässt. Die Theorie der Kuchenfiltration basiert auf den klassischen Gesetzen der Strömung durch Schüttungen. Zu ihrer Ableitung wird die Anordnung in Abb. 8.9 betrachtet. Es gelten die folgenden vereinfachenden Voraussetzungen: a) Die Zusammensetzung der Suspension (Konzentrationen ρs bzw. ϕv) bleibt zeitlich und örtlich konstant:

ρs =

m s (t ) = const. V s (t ) + V f (t )

ϕv =

V s (t ) = const. V s (t ) + V f (t )

(8.19)

b) Kein Feststoff gelangt ins Filtrat, der Feststoff wird durch reine Oberflächenfiltration auf dem Filtermedium bzw. auf der bereits anfiltrierten Schicht angelagert. c) Der Filterkuchen weist eine homogene und isotrope Struktur auf und ist inkompressibel (ε = const.), Sedimentation spielt keine Rolle. d) Sowohl Filtermedium als auch Filterkuchen werden laminar durchströmt.

242

8 Filtration und druckgetriebene Membranverfahren Trübe Trübezulauf

Vf(t) + Vs(t)

ρs, ϕV

Filterkuchen

H(t)

Filtermedium

s

ε, m K

ΔpK(t) ΔpFM

A Filtratvolumenstrom

Vf(t) Filtrat

Filtratvolumen

Vf(t)

Abb. 8.9. Anordnung zur Ableitung der Filtergleichung (nach [Stieß 1994])

Zur Beschreibung der Durchströmung wird der Gesamtdruckverlust in die zwei hintereinanderliegenden Druckverluste des Kuchens (K) und des Filtermediums (FM) aufgeteilt:

Δp = Δp K (t ) + Δp FM (t ) .

(8.20)

Zur Berechnung der einzelnen Druckverlustterme wird nach der Voraussetzung d) die Darcy-Gleichung Gl. (8.17) verwendet. Mit Filtermedium wird hier ausschließlich die unterste zurückhaltende Schicht (Sieb, Tuch, Papier) im Unterschied zum Filterkuchen verstanden. Für das Filtermedium mit der Dicke s und der Durchlässigkeit BFM ergibt sich:

Δp FM =

s B FM

⋅η ⋅

V f

(8.21)

A

Die Größe s/BFM, die nur Schichtparameter des Filtermediums enthält, fasst man zum Filtermediumwiderstand β zusammen

β≡

s B FM

in m −1

(8.22)

so dass sich der Druckverlust am Filtermedium darstellt als:

Δp FM (t ) = η ⋅ β

1 dV f ⋅ A dt

(8.23)

8.4 Filtration

243

Der entsprechende Ansatz für den Filterkuchen mit der zeitlich veränderlichen Kuchendicke H(t) und der Kuchendurchlässigkeit BK lautet:

Δp K (t ) =

V f H (t ) ⋅η ⋅ BK A

(8.24)

Sinnvollerweise werden die zeitlich unabhängigen Schichteigenschaften, die in der Durchlässigkeit BK enthalten sind, von der mit der Zeit zunehmenden Kuchendicke H(t) getrennt. Anstelle der Durchlässigkeit BK ist in der Filtertechnik ihr Reziprokwert, der volumenbezogene Filterkuchenwiderstand αv, gebräuchlich

α v ≡ 1/BK in m-2. Die Kuchendicke nimmt nach den Voraussetzungen a), b) und c) direkt proportional zum durchgesetzten Flüssigkeitsvolumen Vf (t) zu. Also ist auch das auf der Filterfläche A gebildete Kuchenvolumen V K (t ) = H (t ) ⋅ A

(8.25)

dem Filtratvolumen Vf (t) proportional, oder ihr Verhältnis eine Konstante:

χv =

V K (t ) = const. V f (t )

(8.26)

Mit der Kuchendicke H (t ) = χ v ⋅

V f (t )

(8.27)

A

ergibt sich für den Druckverlust am Filterkuchen nach Gl. (8.24):

Δp K (t ) = η ⋅ α v χ v ⋅

V f (t ) dV f ⋅ dt A2

(8.28)

Der gesamte Druckverlust bei der Kuchenfiltration nach Gl. (8.20) ergibt daher durch Addition der Gleichungen (8.23) und (8.28) die nachstehende Differentialgleichung, die als Filtergleichung bezeichnet wird und von Ruth et al. [Ruth 1933, Ruth 1935] eingeführt wurde:

Δp(t ) =

η ìα v χ v ü dV f V f (t ) + β ý ⋅ ⋅í A î A þ dt

(8.29)

Der spezifische Filtermediumwiderstand β des Filtermediums ist üblicherweise um einige Größenordnungen kleiner als derjenige des Filterkuchens. Richtwerte für Filtermediumwiderstände β sind in Tabelle 8.2 aufgeführt. Werte für Kuchenwiderstände verschiedener Feststoffe gibt Tabelle 8.3. Zum Teil erfolgen die Angaben als massenbezogener Widerstand αs (in m/kg):

244


Tabelle 8.2 Widerstände verschiedener Filtermedien [Alt 1972] β in m-1 7 ⋅ 108 ... 5 ⋅ 109 7,6 ⋅ 109 ... 5 ⋅ 1011 5 ⋅ 106 ... 7 ⋅ 108 1,6 ⋅ 108 ... 1 ⋅ 109

Filtermittel Polyamid (Leinwandgewebe) Filterpapiere Nadelfilze Keramikfilter

αs =

αv α = v ρ s (1 − ε ) ρ K

(8.30)

Der Wert n in Tabelle 8.3 ist der für die Kompressibilität stehende Exponent der Druckabhängigkeit entsprechend Gl. (8.34). Tabelle 8.3. Kuchenwiderstände verschiedener Feststoffe (nach [Stieß 1994])

Stoff

αv in m-2

αs in m/kg

n

Kohleschlamm

(7...12) ⋅ 10

Gemische (ε = 0,3) d P = 100 μm

2,5 ⋅ 1011

d P = 10 μm

2,5 ⋅ 1013

dP =

2,5 ⋅ 1015

Holzkohle

3,87 ⋅ 108

0,45

Zinksulfid (ZnS, gefällt, kalt)

2,21 ⋅ 109

0,80

Kalkstein (CaCO3, gefällt)

10

4,08 ⋅ 10

0,14

Aluminiumhydroxid (gallertartig)

9,49 ⋅ 1010

0,45

Ton

6,56 ⋅ 10

0,17

Titandioxid (TiO2, pH 7,8)

7,32 ⋅ 109

0,34

Titandioxid (TiO2, pH 3,45)

8,09 ⋅ 10

0,067

thixotroper Schlamm

1,47 ⋅ 1014

-

12

1 μm

11

12

Die spezifischen Filterkuchenwiderstände können als Maß für die Filtrierbarkeit einer Suspension bzw. eines Schlammes gelten. Eine grobe Qualifizierung ist die folgende: αv < 1012 m-2; sehr gut filtrierbar, 12 10 < αv < 1013 m-2; gut filtrierbar, 1013 < αv < 1014 m-2; mäßig filtrierbar, αv > 1014 m-2; schlecht filtrierbar. Eine Umrechnung von αv-Werten in αS-Werte setzt die Kenntnis der Dichte ρK = ρs (1-ε) des (trockenen) Kuchens voraus. Für die meisten Feststoffe liegt sie zwischen ca. 100 kg/m³ und 1000 kg/m³. Abbildung 8.10 zeigt für diesen Bereich eine einfache Darstellung des Wertefeldes dieser drei Größen, in dem auch unge-

8.4 Filtration

245

fähre Wertebereiche für einige weitere Stoffe (oben), sowie die Filtrierbarkeit nach dem Kriterium „Widerstand“ angegeben ist (unten). Da praktisch jeder Filterkuchen individuell ausfällt, muss Dv in der Regel aus Messungen bestimmt werden. Betriebsweisen der Kuchenfiltration Man unterscheidet drei Betriebsweisen von Filtern: a) 'p = const. Der Betrieb bei konstantem Druckunterschied zwischen Suspensions- und Filtratseite ist der häufigste. Er wird z.B. durch gleichbleibenden filtratseitigen Unterdruck (Saug- oder Vakuum-Filtration) oder durch einen konstant gehaltenen Überdruck in der Suspensionszuleitung realisiert. Auch die Schwerkraftfiltration bei gleichbleibendem Flüssigkeitsüberstand gehört dazu. Die Integration der Filtergleichung (8.29) führt in diesem Fall zu

K Dv Fv

t

2 A 'p 2

V f2 (t )

K E A 'p

V f (t )

(8.31)

bzw. nach Auflösung der quadratischen Gleichung für Vf(t):

DS = 107

Filterhilfsmittel 108

109

Gelantine-Schicht

Ton 1010

1011

1012

m/kg

1014 1000 kg/m3 500

200

DV = 109

1010

1011

sehr gut

1012

1013 gut

mittel

1014

1015 schlecht

m-2

Kuchenschüttdichte UK

Sandschicht

100 1017 filtrierbar

Abb. 8.10. Wertebereiche der spezifischen Filterkuchenwiderstände Dv und Ds und Richtwerte zur Bewertung der Filtrierbarkeit (nach [Stieß 1994])

246


Filtratvolumenstrom Vf

Δp 1 Δp2
0

irreversible Deckschichtbildung

0

0

JP∞ → 0

Zeit t

Abb. 8.24. Zeitlicher Verlauf des Permeatflusses bei reversibler und irreversibler Deckschichtbildung für die Crossflow-Filtration

Bei der Crossflow-Filtration von Medien, die eine kompressible Deckschicht bilden, ist die Steigerung des Membranflusses durch eine Erhöhung der transmembranen Druckdifferenz begrenzt. Die Filtrationskurven (Abb. 8.25) weisen einen druckkontrollierten Bereich auf, in dem der Fluss linear mit der transmembranen Druckdifferenz ansteigt, und einen deckschichtkontrollierten Bereich, in dem eine weitere Steigerung der Druckdifferenz keine Verbesserung des Membranflusses mit sich bringt.

Permeatfluss JP

steigende Überströmgeschwindigkeit

0

0 Transmembr. Druckdiff. Δptrans

Abb. 8.25. Abhängigkeit des Permeatflusses von der transmembranen Druckdifferenz bei kompressiblen Deckschichten

260


Transport durch dichte Membranen Lösungs-Diffusions- oder sogenannte dichte Membranen sind meist asymmetrische Membranen, die aus einer dichten trennaktiven Schicht und einer porösen Stützschicht bestehen. In der trennaktiven Schicht, die für den Widerstand gegen den Stofftransport entscheidend ist, erfolgt der Stofftransport rein diffusiv, das heißt, das Permeat wird durch die Membran entlang eines Konzentrationsgradienten transportiert. Das einfachste Modell zur Beschreibung dieses Stofftransportes ist das Lösungs-Diffusions-Modell. Es beruht auf folgenden Annahmen: - Die Membran wird als Kontinuum betrachtet. - An den Phasengrenzflächen herrscht chemisches Gleichgewicht zwischen der in der Membran gelösten Konzentration und derjenigen im Fluid. - Die Kopplung zwischen Partialflüssen und Permeanden wird vernachlässigt. Triebkraft für die permeierende Komponente i einer Mischung ist das elektrochemische Potential Δμ i zu beiden Seiten der Membran. In den meisten Fällen reduziert sich diese Differenz auf die Differenz des chemischen Potentials. Das chemische Potential von Komponenten in Flüssigkeiten ist wie folgt definiert: ~ μ i (T , p, c i ) = μ i0 T , p 0 + R T ln a i (T , p, c i ) + Vi p − p 0 (8.48)

(

)

(

)

Der zweite Summand auf der rechten Gleichungsseite berücksichtigt die Konzentrationsabhängigkeit des chemischen Potentials, während der dritte Summand die Druckabhängigkeit erfasst. Geht man davon aus, dass der Transport durch die Membran rein diffusiv erfolgt, so lautet die allgemeine Form der Transportgleichung nach dem LösungsDiffusions-Modell: J i = − xi ,M bd ,i

∂μ i ∂z

(8.49)

xi,M ist der Molenbruch der in der Membran gelösten Komponente i. Der Faktor bd,i ist ein Maß für die Mobilität der Komponente i in der Membran und kann mit dem thermodynamischen Diffusionskoeffizienten Di,o durch die Nernst-EinsteinGleichung ausgedrückt werden Di ,o = R T bd ,i

(8.50)

Damit folgt für den Permeatfluss J i = − xi ,M

Di ,o ∂μ i R T ∂z

(8.51)

Deutlich wird an diesem Modell, dass Fluss und Selektivität nicht nur von der Triebkraft, also der Differenz des chemischen Potentials abhängen, sondern zusätzlich von der Löslichkeit der Komponente in der Membran und von Diffusion dieser Komponente durch die Membran. Das Verhältnis der Produkte aus Löslichkeit und Beweglichkeit für zwei Komponenten einer Mischung ist daher auch ein Maß für die Selektivität der Membran hinsichtlich dieser zwei Komponenten.

8.5 Druckgetriebene Membranverfahren

261

8.5.3 Mikro- und Ultrafiltration Sowohl die Mikrofiltration als auch die Ultrafiltration zählen zu den druckgetriebenen Membranverfahren durch Porenmembranen. Sie trennen Teilchen oder Moleküle nach dem „Siebeffekt“ aufgrund von Größenunterschieden ab. Die Mikrofiltration hat eine Trenngrenze im Bereich von 0,05 bis 5 μm, die sich direkt aus dem mittleren Porendurchmesser des Membranmaterials ergibt. Die Porengrößenverteilung der Membranen weist dabei ein mehr oder weniger breites Spektrum auf. Die angelegten transmembranen Druckdifferenzen für die Mikrofiltration liegen i.d.R. zwischen 0,1 und 2 bar. Die Trenngrenze der Ultrafiltration wird zumeist als Molecular Weight Cut Off (WWCO) angegeben. Mit einer Molmasse der rückgehaltenen Moleküle von 1.000 bis 100.000 Dalton entspricht die Porenweite der UF ca. 0,002 bis 0,2 μm. Der Arbeitsbereich der Ultrafiltration liegt meist bei 1 bis 5 bar. Die definierte Porenstruktur der Membranen ist ein Grund dafür, dass die Mikro- und Ultrafiltration standardmäßig dort angewendet werden, wo eine sichere Abtrennung erforderlich ist. Typische Einsatzgebiete der Mikrofiltration liegen in der Konzentrierung von Suspensionen, der Erzeugung von reinen Flüssigkeiten und der Sterilfiltration. Die Ultrafiltration wird u.a. zum Aufkonzentrieren von Lösungen und zur Fraktionierung von niedermolekular gelösten Stoffen wie z.B. zur Eiweißgewinnung aus Molke eingesetzt. Mit dem Trend zu höheren Reinheiten der End- und Zwischenprodukte bei der industriellen Produktion und der Verschärfung der Auflagen zum Schutze der Umwelt sind die Mikro- und Ultrafiltration auch für Trennaufgaben im industriellen Produktionsmaßstab interessant geworden. Bei diesen Anwendungen steht meist die hohe Reinheit des Filtrats und die absolute Rückhaltung bestimmter Stoffe oder Mikroorganismen im Vordergrund. Die mathematische Beschreibung des Permeatflusses erfolgt analog zum Porenmodell (Gl. (8.47)), wobei der veränderliche Widerstand durch die Deckschichtbildung beachtet werden muss. Hierzu existieren in der Literatur eine Reihe von Modellierungsansätzen sowohl für den Crossflow- als auch für den DeadEnd-Betrieb (z.B. [Rautenbach 1997; Mulder 1997]). 8.5.4 Nanofiltration Der Begriff Nanofiltration wird aus der charakteristischen Porengröße des Materials abgeleitet. Poren von ca. 1 nm Durchmesser sind mikroskopisch nicht mehr erfassbar, daher erfolgt die Bestimmung der charakteristischen Porengröße über die Molmasse der zurückgehaltenen Komponenten. Eine Molmasse von 200 kg/kmol entspricht einer Molekülgröße von etwa einem Nanometer. In der Nanofiltration werden vornehmlich organische Polymere in Form von asymmetrischen, geladenen Membranen eingesetzt. Die trennaktive Schicht wird möglichst dünn gehalten (0,01–0,2 μm), um den Druckverlust beim Passieren der Membran zu minimieren. Triebkraft für die Nanofiltration sind im wesentlichen Druck- und Konzentrationsdifferenzen. Der Arbeitsbereich der Nanofiltration liegt bei 5 bis 40 bar. Sie

262


wird vornehmlich eingesetzt, um in wässrigen Lösungen vorliegende Stoffe zu fraktionieren. Dabei setzt sich der Feed aus einem Lösungsmittel (meist Wasser) und gelösten Komponenten zusammen. Der Permeatfluss einer Komponente i setzt sich aus dem konvektiven Transport der gelösten Komponente mit dem Lösemittel durch die Poren der Membran und dem diffusiven Transport in Abhängigkeit des Konzentrationsgradienten durch die Membran zusammen. Bei geladenen Membranen kommt zusätzlich noch die Auswirkung der elektrischen Ladung auf die Stofftrennung hinzu. Der letzte Anteil soll hier vernachlässigt werden.

(

J i = J i , konv + J i , diff + J i ,ψ

)

(8.52)

Diese Gleichung muss sowohl für das Lösungsmittel als auch für die gelöste Komponente aufgestellt werden. Durch den diffusiven Anteil werden sowohl Lösungsmittel als auch gelöste Komponenten je nach ihrer Löslichkeit und Beweglichkeit in der Membran transportiert, während durch den konvektiven Anteil vor allem das Lösungsmittel durch die Nanoporen transportiert wird. Entscheidend für den Stofftransport durch Nanofiltrationsmembranen ist also, dass sich bei Erhöhung des transmembranen Drucks der konvektive Anteil des Permeatflusses erhöht. Damit nimmt der Wasserfluss gegenüber dem Fluss der gelösten Komponente zu, d.h. die Permeatkonzentration sinkt und der Rückhalt der gelösten Komponente steigt. Die Modellbeschreibung für die Nanofiltration erfolgt durch eine entsprechende Kombination geeigneter konvektiver und diffusiver Gleichungen, wobei die elektrische Ladung möglichst mit betrachtet werden sollte (s. z.B. [Rautenbach 1997; Mulder 1997]). 8.5.5 Umkehrosmose Die Umkehrosmose (Reverse Osmosis, RO) wird vor allem in der Meerwasserentsalzung, der Herstellung von Reinstwasser und der Aufbereitung von Prozesswässern in der Industrie eingesetzt. Der Stofftransport erfolgt allein diffusiv durch dichte Membranen. Das Verfahren stellt eine Umkehrung des in der Natur für den Stoffaustausch von Zellen essentiellen Phänomens der Osmose dar. Die Osmose ist ein Stofftransportprozess, bei dem das Lösemittel A (i.d.R. Wasser) durch eine semipermeable Membran in eine konzentrierte Lösung A + B diffundiert. Die Triebkraft der Osmose ist der Konzentrationsunterschied zwischen beiden Phasen. Der Vorgang dauert so lange, bis zwischen den Flüssigkeiten beiderseits der Membran ein Ausgleich des chemischen Potentials stattgefunden hat. Den makroskopisch messbaren hydrostatischen Druck (s. Abb. 8.26 b) der Wassersäule bezeichnet man als osmotischen Druck π. Der osmotische Druck einer Komponente i ergibt sich aus der Definition des chemischen Potentials im Gleichgewicht (s. Gl. (8.48)): RT π i = − ~ ln ai (8.53) Vi

8.5 Druckgetriebene Membranverfahren a) Anfangszustand

b) Gleichgewichtszustand

p0

c) Umkehrosmose

p0

A+B

A

A: Lösungsmittel B: gelöste Komponente

p0 + Δp

p0

πB

A

263

Δp - πB

A+B

A

A+B

Semipermeable Membran

Abb. 8.26. Darstellung osmotischer Druck und Umkehrosmose

Wird von außen eine Druckdifferenz auf die konzentrierte Lösung A + B aufgeprägt, so lässt sich dieser Prozess umkehren (s. Abb. 8.26 c). Durch die Selektivität der Membran kommt es zum Lösemittelfluss durch die Membran entgegen den Konzentrationsgradienten. Als Triebkraft wirkt die aufgeprägte Druckdifferenz Δp = pFeed - pPermeat, die allerdings um die Differenz der osmotischen Drücke Δπi = πi,Feed - πi,Permeat reduziert ist. Die Druckdifferenz Δπ ergibt sich aus den auf beiden Seiten der Membran herrschenden osmotischen Drücken, da das Lösungsmittel auf keiner Seite in reiner Form vorliegt. Bei der Umkehrosmose werden die ionisch bzw. molekular gelösten Stoffe im Retentat aufkonzentriert, während das Permeat im wesentlichen aus dem Lösemittel besteht. Im technischen Einsatz kann damit zum einen Permeat mit hohem Reinheitsgrad gewonnen werden, zum anderen können problematische Abwasserströme aufkonzentriert und somit minimiert werden. Im Idealfall kann die Aufkonzentrierung soweit gehen, dass eine Wiederverwendung der gelösten Stoffe ermöglicht wird. Der Betriebsbereich der transmembranen Druckdifferenz für die Umkehrosmose beträgt meist 20 bis 80 bar, die technische Grenze liegt etwa bei 200 bar. Der Fluss durch Umkehrosmose-Membranen kann mit dem LösungsDiffusions-Modell analog zu Gleichung (8.51) ausgedrückt werden. Für das Lösungsmittel wirken sowohl der Konzentrations- als auch der Druckterm des chemischen Potentials als Triebkraft. Damit ergibt sich der Fluss (s. [Rautenbach 1997]) als J i = ci ,M

Di ,0 ~ [Δp − Δπ i ] Vi RT HM

(8.54)

Die Triebkraft für den Salzfluss wird vor allem durch den Aktivitätsterm verursacht, wobei der Druckterm vernachlässigbar ist. Eine Druckerhöhung bei der Trennung von Salzlösungen führt demnach in erster Linie zu einer Steigerung des Lösungsmittelflusses. Damit wird das Permeat stärker „verdünnt“ und der Rückhalt steigt.

264


8.5.6 Apparative Umsetzung der Membranfiltration Die technische Anordnung von Membranen wird als Modul bezeichnet. Im Modul sollen je nach Anwendung optimierte Bedingungen für den Membrantrennprozess realisiert werden. Die Optimierung bei der Entwicklung von Modulen stellt zumeist einen Kompromiss dar, da einige der im Folgenden angeführten Anforderungen im Widerspruch zueinander stehen: -

gute, gleichmäßige Überströmung der Membran, geringe Druckverluste, große Packungsdichte, mechanische, chemische und thermische Stabilität, kostengünstige Fertigung, gute Reinigungsmöglichkeit.

Im Wesentlichen lassen sich die zur Zeit erhältlichen Modultypen auf Module mit Schlauchmembranen und Module mit Flachmembranen zurückführen. Tabelle 8.5 gibt eine Übersicht über technisch gängige Membranmodule. Tabelle 8.5. Modulübersicht Beschreibung

Vorteile

Nachteile

Module mit Schlauchmembranen - Druckfestes Stützrohr, - geringer - geringe PaMembran innen aufgeDruckverlust ckungsdichte bracht - unempfindlich - großer Feed- d = 6–24 mm gegen Vervolumenstrom - innen durchströmt, Perstopfungen pro Membranmeatfluss von innen nach - einfache Reifläche außen nigung - Packungsdichte:< 80 m²/m³ - kostengünstige - geringe DruckKapillar- - selbsttragend, aktive Membranfläche innen Fertigung festigkeit module - d = 0,5–6 mm - hohe Pa- meist nur la- innen durchströmt, Perckungsdichte minare Strömeatfluss von innen nach mung außen (schlechter - Packungsdichte: Stoffaus 0 : cA = c A = 0 (x = 0: Phasengrenzfläche) 1. RB t > 0 x = 0 : cA = cA0 2. RB t > 0 x →∞ : cA = c A = 0 Die zweite Randbedingung folgt aus der für die Penetrationstheorie charakteristischen Annahme, dass die Eindringtiefe für Stoff A sehr klein im Vergleich zur Ausdehnung der gesamten Flüssigkeit ist. Aus diesem Grund bleibt der Flüssigkeitskern von den Transportvorgängen an der Oberfläche (im Bereich der Penetrationstiefe) vollständig unbetroffen. Damit ergibt sich die Lösung für den Konzentrationsverlauf (zum mathematischen Lösungsweg s. z.B. [Westerterp 1984]): æ cA k1 1 = exp ç − x ç c A0 2 D AB è

+

1 exp 2

æ çx ç è

k1 D AB

ö ÷ ÷ ø

ö ÷ ÷ ø

é ê1 − erf ê ë

é ê1 − erf ê ë

æ ç ç2 è

æ ç ç2 è

D AB t

x

+

D AB t

(Den Verlauf der Error-Funktion erf x =

2

öù

x

x

− k1t ÷ ú ÷ú øû

(9.38)

öù k1t ÷ ú ÷ú øû −t 2

dt zeigt Abb. 2.8). π 0 Qualitativ ist dieser Konzentrationsverlauf in Abb. 9.8 dargestellt. Mit zunehmender Zeit dringt die Komponente A tiefer in die Flüssigkeit ein, ohne dass hierdurch gemäß der Voraussetzung der Flüssigkeitskern betroffen wird. Aus der Ableitung von cA nach x lässt sich die Stoffstromdichte über die Phasengrenzfläche zur Zeit t berechnen: æ ∂c A ö ÷ è ∂ x ø x = 0, t = t1

cA0 Konzentration cA

−ç

æ ∂c A ö ÷ è ∂ x ø x =0, t = t 2

> −ç

òe

æ ∂c A ö ÷ è ∂ x ø x = 0, t = t 3

> −ç

t

t1 0

t2

t3

0 Abstand von der Phasengrenzfläche x

Abb. 9.8. Änderung des Konzentrationsgradienten an der Phasengrenzfläche mit der Zeit (Penetrationshypothese)

290

9 Stoffaustausch zwischen zwei fluiden Phasen

æ ∂c A ö ÷ è ∂x øt , x = 0

n At = − DAB ç

é êerf ê ë

= k1DAB

1

( k1t ) +

πk1t

ù

e − k1 t ú c A0

(9.39)

ú û

Aus der Mittelung dieses Flusses über die Kontaktzeit τ τ

n Aτ =

1 n At dt τ ò0

folgt der mittlere Molenfluss während der gesamten Kontaktzeit τ, gültig für c A = 0: n Aτ = k1DAB

éæ ê ç1 + ç êë è

1 ö ÷ erf 2 k1τ ÷ø

( k τ )+

ù

1

1

(9.40)

exp (− k1τ )ú c A0

π k1τ

ú û

Abbildung 9.9 zeigt die Abhängigkeit der Molenflüsse n At bzw. n Aτ gemäß den Gln. (9.39) und (9.40) von dem Produkt k1t bzw. k1τ. Beide Molenflüsse nehmen mit der Zeit t bzw. der Kontaktzeit τ ab. Einfache asymptotische Lösungen der Gl. (9.39) können für k1t < 0,5 bzw. k1t > 2 angegeben werden. Für k1t > 2 erder

stationäre

Minimalwert

des

Stoffflusses

exp (− k 1 t) 2 vereinfacht sich Gl. (9.40) zu ( erf n Aτ =

k1 D AB (1 +

(

291

)

k 1 τ ≈ 1, exp(− k 1 τ) 5 wird die Stoffstromdichte annähernd unabhängig von τ (< 10 % Abweichung): n Aτ = k1 D AB c A0

(9.43)

Im Fall des rein physikalischen Transports tritt im stationären Zustand kein Stoffstrom mehr auf, da dann die Sättigung der Flüssigkeit mit A erreicht ist. Dagegen bleibt bei einer homogenen Reaktion 1. Ordnung gemäß Gl. (9.36) stets eine Konzentrationsdifferenz zwischen Flüssigkeitskern und Grenzschicht bestehen, und es tritt eine von null verschiedene Stoffstromdichte auf. Bei k1τ > 5 kann das Konzentrationsprofil als stationär angesehen werden. Das dimensionslose Produkt k1τ lässt sich auffassen als Verhältnis der Reaktionsgeschwindigkeit zur Rate der Flüssigkeitselementerneuerung (1/τ) und damit der rein physikalischen Transportgeschwindigkeit. k1τ ist dementsprechend umso größer, je höher die Reaktionsrate im Vergleich zum physikalischen Stofftransport ist. Offensichtlich ist für k1τ > 5 die Reaktionsgeschwindigkeit so hoch, dass nahezu der gesamte Umsatz an A im Bereich der Grenzfläche stattfindet. Daher ist der Stofffluss unabhängig von dem Stofftransportparameter τ, da ein stationäres Konzentrationsprofil bereits zuvor (k1t > 2) erreicht wird. Gemäß Gl. (9.20) gilt bei Anwendung der Penetrationshypothese für den Stoffübergangskoeffizienten: DAB πτ

β =2

(9.20)

Daraus folgt für das Produkt k1τ: k1τ = k1

4 DAB

πβ

2

=

4 Ha 2 π

(9.44)

Die Größe k 1 D AB / β wird, wie in Abschn. 2.1.2 bereits erwähnt, als Hattazahl Ha für Reaktionen 1. Ordnung bezeichnet. Die Hattazahl stellt das Verhältnis von Reaktions- zur Stofftransportgeschwindigkeit dar und ähnelt sehr stark der Damköhlerzahl, die das Verhältnis von Reaktions- zur Diffusionsgeschwindigkeit beschreibt. Durch Einsetzen von Gl. (9.44) in Gl. (9.42) folgt n Aτ =

k1 DAB

æ ç1 + ç è

π 8 Ha 2

ö ÷ ÷ ø

c A0

(9.45)

292


gültig für k1 τ > 2 bzw. Ha > sich entsprechend:

π / 2 . Für k1 τ > 5 oder Ha > 5π / 4 ≈ 2 ergibt

n Aτ = k1 DAB cA0

(9.46)

Aus Gl. (9.38) folgt, dass für k1t > 2 das Konzentrationsprofil als stationär angesehen werden kann (wie auch Abb. 9.9 verdeutlicht): æ cA k1 = exp ç − x ç c A0 DAB è

ö ÷ ÷ ø

(9.47)

Demzufolge verringert sich die Eindringtiefe für die Komponente A mit zunehmender Reaktionsgeschwindigkeit bzw. abnehmendem Diffusionskoeffizienten. Eine weitere Grenzbetrachtung lässt sich für den Stofffluss durchführen, wenn k1t < 0,5 ist. Für k1t < 0,5 lässt sich Gl. (9.39) vereinfachen zu n At ≈

D AB (1 + k 1t ) c A0 πt

(9.48)

bzw. Gl. (9.40) n Aτ ≈ 2

D AB πτ

k 1τ ö æ çç1 + ÷ 3 ÷ø è

c A0

für k1τ < 0,5. Falls k1τ < 0,1 entsprechend Hat
2 bzw. k1τ > 5 variiert, wenn eine Reaktion 1. Ordnung und cA = 0 vorliegt. 9.3.2 Filmtheorie Der Filmtheorie liegt die Vorstellung zugrunde, dass ein linearer Konzentrationsabfall von der Phasengrenzfläche zum Flüssigkeitskern innerhalb einer Konzentrationsgrenzschicht δc stattfindet (s. Abschn. 9.1.1). Die chemische Reaktion muss in der Massenbilanz als additiver Term berücksichtigt werden, daher ergibt sich eine gegenüber Gl. (9.1) erweiterte Bilanzgleichung: 0 = D AB

∂ 2c A ∂ x2

+ rA

(9.53)

Die zugehörigen Randbedingungen lauten (s. Abb. 9.10): 1. RB x = 0 : cA = c A 0 f 2. RB x = δf : cA = c Af nA

Gas Gasfilm

Gaskern (vollständig vermischt)

Flüssigkeit

Flüssigkeitsfilm

Flüssigkeitskern (vollständig vermischt)

cAg Realer Verlauf Idealisierter Verlauf

cA0g

cA0f

cAf

cA

δg

0

δf

x

δg, δf : Konzentrationsgrenzschichtdicken in der Gas- bzw. Flüssigphase

Abb. 9.10. Vereinfachte Konzentrationsprofile des Zweifilmmodells in der Gas- und der Flüssigphase

294


Bei Annahme einer Reaktion 1. Ordnung rA = - k1cA ergibt sich für den Bereich der Grenzschicht 0 < x < δf folgende Lösung: é 1 cA k1 c k1 ù = ) + A sinh ( x )ú êsinh (Φ − x c A0 f sinhΦ ëê DAB c A0 f DAB ûú

(9.54)

k1 DAB

mit Φ = δ f

(Der Verlauf hyperbolischer Funktionen wird in Abb. 2.3 dargestellt.) Die physikalische Bedeutung des Parameters Φ wird deutlich, wenn dieser etwas anders dargestellt wird: k 1 c A0 f δ f

Φ2 =

(9.55)

DAB (c A0 f − 0) δf

Φ2 entspricht dem maximalen Reaktionsumsatz im Film bezogen auf die Phasengrenzfläche, dividiert durch den maximalen diffusiven Stofftransport durch den Film bei Abwesenheit einer Reaktion. Für die Filmdicke in Fluiden gilt:

δf =

D AB βf

(9.4)

Damit ergibt sich Φ2 als:

Φ2 =

k1 D AB

β

2 f

= Ha 2

(9.56)

Die Ableitung von Gl. (9.54) nach x führt zum Stofffluss n A durch die Grenzfläche: n A0 = − DAB

æ dc A çç è dx

ö ÷÷ ø x =0

=

DAB δ

æ çç c A0 f è

−

cA ö Φ ÷ coshΦ ÷ø tanhΦ

(9.57)

Hier wird deutlich, dass der Stofffluss in Wirklichkeit nicht proportional zur Konzentrationsdifferenz (cA0 - cA ) ist. Für den Stofffluss existieren wie bei der Penetrationshypothese zwei asymptotische Lösungen für Φ > 2 und Φ < 0,3. Für Φ > 2 ist cA /cosh Φ 2 zu: n A0 =

DAB c A0 f Φ = k1 DAB cA0 f δf

(9.58)

9.3 Stoffaustausch mit homogener chemischer Reaktion

295

Der rein physikalische Stofftransport für den Fall, dass cA gleich null ist, ergibt sich gemäß:

(

)

n APhysikalisch = β c A0 f − c A = β c A0 f =

DAB c A0 f δ

(9.59)

Der Beschleunigungsfaktor berechnet sich für Φ > 2 demzufolge nach:

EA =

β mit

Reaktion

β Physikalisch

=

n A mit

Reaktion

n A Physikalisch

=

D AB Φc A 0 f δf D AB c A0 f δf

=Φ

(9.60)

Dieses Ergebnis stimmt exakt mit dem der Penetrationstheorie überein. Die Reaktionsgeschwindigkeit ist in diesem Fall derart hoch, dass die übergehende Komponente bereits innerhalb der Grenzschicht vollständig abgebaut wird. Im Fall geringer Reaktionsgeschwindigkeiten Φ < 0,3 ergibt sich sinhΦ ≈ tanhΦ ≈ Φ , coshΦ ≈ 1 n A0 =

(

)

(

DAB c A0 f − c A = β f c A0 f − c A δf

)

(9.61)

und damit dieselbe asymptotische Lösung wie im Fall der Penetrationstheorie für cA = 0 (s. Gl. (9.50)). 9.3.3 Generelle Auswirkungen einer homogenen Reaktion erster Ordnung auf den Stofftransport Die vorgestellten Stofftransportmodelle unterscheiden sich nachhaltig in ihrer Konzeption. Auch die abgeleiteten mathematischen Beziehungen scheinen auf den ersten Blick sehr unterschiedlich. Betrachtet man jedoch die rein numerischen Ergebnisse, so sind die Unterschiede weitaus weniger stark ausgeprägt. Tatsächlich beträgt die maximale Abweichung der Stoffflüsse aus beiden Modellen (bei Ha = 1) weniger als 10 % für cA = 0 bzw. weniger als 20 % für cA ≠ 0. Ein wichtiger Gesichtspunkt ist die Tatsache, dass für

δ

k1 >2 D AB

der Stofftransport vom Stoffübergangskoeffizienten unabhängig wird. Für derart schnelle Reaktionen muss zwangsläufig auch die Konzentration der übergehenden Phase im Flüssigkeitskern gleich null sein. Damit verhält sich dieser Flüssigkeitsanteil bezüglich der Reaktion inert. Demzufolge ist der Strömungszustand im Flüssigkeitskern für den Stofftransport bedeutungslos.

296


9.4 Aufgaben 11. Auf eine Wasserschicht wird eine Schicht aus Toluol zum Zeitpunkt t = 0 aufgebracht. Beide nicht mischbaren Flüssigkeiten enthalten 10 kg/m³ einer jodhaltigen Komponente I. Der Verteilungskoeffizient dieser Komponente I zwischen Toluol und Wasser beträgt K = cit/ciw = 10. Das Verhältnis der Diffusionskoeffizienten von I in Wasser und Toluol beträgt 4. a) In welche Richtung wird die Komponente I transportiert? b) Berechnen Sie für kurze Zeiten die Konzentrationen an der Phasengrenzfläche in beiden Phasen unter der Annahme, dass der Transport rein diffusiv erfolgt. c) Skizzieren Sie die Konzentrationsverläufe in beiden Phasen. 21. Ein kurzer laminarer Wasserstrahl (T = 20 °C) fällt durch reines SO2 (T = 20 °C, p = 1 bar). a) Mit welcher Stofftransporttheorie lässt sich die Absorptionsrate des Gases beschreiben? b) Berechnen Sie die Oberflächentemperatur des Wasserstrahls unter der Annahme einer Gleichgewichtskonzentration des SO2 in Wasser von 1,54 kmol/m³ unter den herrschenden Bedingungen. Die Lösungsenthalpie beträgt 28 kJ/mol und die Lewiszahl (Le = a/DAB) ist gleich 90. Der Wärmeübergang in die Gasphase und in den Strahlkern kann vernachlässigt werden. c) Um wieviel nimmt die Absorptionsrate zu, wenn die Strahlgeschwindigkeit verdoppelt wird? d) Welchen Einfluss besitzt der Strahldurchmesser auf die Absorptionsrate? 3. Für reibungsfreie Fluide ergibt sich für den Stoffübergang bei laminarer Rohrströmung und geringen Einlaufkennzahlen z* der Zusammenhang Sh =

2 π

Pe

d z

wie in Abb. 4.13 dargestellt. a) Leiten Sie diese Beziehung unter Anwendung der Penetrationstheorie ab. Hinweis Aufgrund der geringen Eindringtiefe kann die Aufgabe als ebenes Problem behandelt werden. b) Überprüfen Sie die Gültigkeit des vereinfachenden Hinweises. Hierzu ist die Eindringtiefe zu bestimmen, bis zu der die diffundierende Komponente eingedrungen ist, wenn die Sherwoodzahl gemäß Abb. 4.13 signifikant von derjenigen der Penetrationstheorie abweicht. 1


9.4 Aufgaben

297

4. Der Flüssigkeitsinhalt εf in einer Füllkörperkolonne lässt sich bei niedrigen Gasbelastungen in Anlehnung an die Gleichung des laminaren Rieselfilms berechnen gemäß:

εf =

æ3 vf η f aç ç ρ g a f è

ö ÷ ÷ ø

1/ 3

(in m³f/m³Kolonne)

/A Hierbei ist vf die Flüssigkeitsleerrohrgeschwindigkeit V f Kol . Die Filmdicke berechnet sich analog zum laminaren Rieselfilm nach Gl. (10.5):

δ =

3

3 V f B

⋅

ηf ρf g

B: Filmbreite

Die mittlere Verweilzeit beträgt:

τ f =ε f

H vf

Bestimmen Sie den Stoffübergangskoeffizienten in einer Füllkörperkolonne, die mit 25 mm Raschigringen (a = 200 m²/m³) bei einer Flüssigkeitsleerrohrgeschwindigkeit vf = 10-3 m/s mit Wasser betrieben wird. 52. Ein Reaktant A liegt gasförmig mit der Konzentration c Ag = 0,01 kmol/m³ in einer Mischung mit Stickstoff vor. Das Gas wird in einer Flüssigkeit dispergiert, in der A absorbiert und in einer Reaktion 1. Ordnung umgesetzt wird. Der absorbierte Anteil ist so gering, dass die Konzentration von A in der Gasphase als konstant betrachtet werden kann. Für das thermodynamische Gleichgewicht gilt m = 1. Weiterhin gilt βg = 10-2 m/s, βf = 10-4 m/s und DAB = 10-9 m²/s. Die Geschwindigkeitskonstante k1 variiert je nach Katalysatorkonzentration zwischen 4 ⋅ 10-3 und 4 ⋅ 106 s-1. a) Es soll ein analytischer Ausdruck für die Stoffstromdichte n A von A durch die Phasengrenzfläche hergeleitet werden, die allein die bekannten Parameter sowie k1 enthält. b) Die Abhängigkeit von n A sowie dem Beschleunigungsfaktor EA von Ha =

k 1 D AB /β f ist grafisch darzustellen.

6. Am Beispiel eines Rieselfilms soll ein Vergleich der Filmtheorie mit der Penetrationstheorie durchgeführt werden. Beide Ergebnisse sollen anschließend mit einer theoretisch abgesicherten numerisch gewonnenen Lösung verglichen werden.

2

nach [Westerterp et al. 1984]

298


Es gelten folgende Voraussetzungen: - Der Stofftransport erfolgt von der Gas- in die Flüssigphase. - Widerstand gegen den Stofftransport tritt nur in der Flüssigphase auf. - An der Phasengrenzfläche gilt das Henrysche Gesetz Daten: L = 0,5 m ηf = 10 mPas DAB = 1 ⋅ 10-9 m²/s

δf = 0,5 mm ρf = 1000 kg/m³ δc (x = L) = δf/2

1) Filmtheorie a) Skizzieren Sie den Konzentrationsverlauf unter Annahme der Filmtheorie. b) Erläutern Sie den Ansatz für die Berechnung des Stoffübergangskoeffizienten. c) Bestimmen Sie die für die Filmtheorie entscheidende Grenzschichtdicke. d) Berechnen Sie den Stoffübergangskoeffizienten. 2) Penetrationstheorie a) Bestimmen Sie die Kontaktzeit eines Fluidelementes. b) Berechnen Sie den Stoffübergangskoeffizienten. 3) Berechnen Sie den Stoffübergangskoeffizienten mit Hilfe der für den Rieselfilm numerisch bestimmten Gleichung für die Sherwoodzahl (Gl. (10.29)). Shδ = 3,41 +

0,276 ⋅ x * −1, 2 1 + 0,2 ⋅ x *

Peδ = Re ⋅ Sc =

w ⋅δ ν

− 0, 7

x* =

1 x ⋅ Peδ δ

w=

wmax 1,5

4) Vergleichen Sie die drei Ergebnisse und erklären Sie auftretende Abweichungen.

9.5 Literatur Allgemein Baehr HD, Stephan K (1994) Wärme- und Stoffübertragung. Springer, Berlin Heidelberg New York Beek WJ, Muttzall KMK, van Heuven JW (1999) Transport Phenomena. 2. Aufl, John Wiley & Sons Ltd, Chichester Bird RB, Stewart WE, Ligthfoot EN (2002) Transport phenomena. 2nd edition, John Wiley & Sons, New York London Grassmann P, Widmer F (1974) Einführung in die thermische Verfahrenstechnik. Verlag Walter de Gruyter, Berlin

9.5 Literatur

299

Mersmann A (1986) Stoffübertragung. Springer, Berlin Heidelberg New York Trambouze P, van Landeghem H, Wanquier (1988) Chemical Reactors. Editions Technip, Paris Westerterp KA, van Swaaij WPM, Beenackers AACM (1984) Chemical reactor design and operation. 2. Edition, Wiley, Chichester Speziell Brauer H, Mewes D (1971) Stoffaustausch einschließlich chemischer Reaktion. Verlag Sauerländer Brauer H (1979) Turbulenz in mehrphasigen Strömungen. Chem Ing Tech 51:934–948 Danckwerts VP (1951) Ind Engng Chem 43:1460 ff Higbie R (1935) The rate of absorption of a pure gas into a still liquid during short periods of exposure. Trans Am Inst Chem Eng 31:365–389 Lewis WK, Whitman WG (1924) Principles of gas absorption. Ind Eng Chem 16:1215– 1220 Marr R (1978) Extraktionskolonnen mit rotierenden Einbauten. Chem Ing Tech 50:227–244 Perry RH, Green DW, Maloney JO (1984) Perry's chemical engineers handbook. Mc-GrawHill, New York, 6. Aufl

10 Strömung von Flüssigkeitsfilmen

Eine große Zahl technischer Problemstellungen beinhaltet den Wärme- und Stoffaustausch in Gas/Flüssigkeits-Systemen. In der Mehrzahl der technischen Anwendungen durchdringen sich Gas und Flüssigkeit, so dass eine zweiphasige Strömung entsteht. Die gegenseitige Beeinflussung beider Phasen ist in den sogenannten Rieselfilmen dagegen derart gering, dass die Strömung jeder Phase als weitgehend unabhängig von der jeweils anderen betrachtet werden kann. Rieselfilme sind Flüssigkeitsströmungen an ebenen oder gekrümmten Flächen, deren Bewegung durch die Schwerkraft ausgelöst wird. Flüssigkeitsfilme, deren Erzeugung und Stabilisierung durch mechanische Einrichtungen (z.B. Wischer) erfolgt, werden als Dünnschicht bezeichnet. In technischen Apparaten wird das Gas sowohl im Gleich- als auch im Gegenstrom zur Flüssigkeit geführt (s. Abb.10.1). Hierbei können allerdings nennenswerte Auswirkungen der Gasströmung auf den Flüssigkeitsfilm auftreten, wenn die Schubspannung an der Phasengrenzfläche infolge der Gasgeschwindigkeit ausreichend hoch ist. Flüssigkeitsfilme werden beispielsweise dann technisch eingeFlüssigkeit

Gegenstrom

Wärmeübertragungsfläche (Rohrwand)

Gleichstrom

Gas

Flüssigkeitsfilm

Gas/FlüssigkeitsPhasengrenzfläche

Flüssigkeit

Abb. 10.1. Schematische Darstellung eines Flüssigkeitsfilmapparats


302


setzt, wenn stark endotherme oder exotherme chemische Reaktionen hohe Wärmestromdichten erforderlich machen. Eine weitere typische Anwendung findet sich bei der Verdampfung von temperaturempfindlichen Stoffen, da geringe treibende Temperaturdifferenzen benötigt werden und sehr kurze Verweilzeiten realisiert werden können. Das generelle technische Problem beim Einsatz von Rieselfilmapparaten besteht in der Erzeugung eines gleichmäßigen und über der Lauflänge stabilen Films.

10.1 Fluiddynamik von Rieselfilmen Besonders einfache Strömungsverhältnisse liegen beim glatten laminaren Rieselfilm vor [Nußelt 1916]. An ein Flüssigkeitselement gemäß Abb. 10.2 greifen allein die Schwerkraft Fg und die Zähigkeitskraft Fη an. (Tatsächlich wirkt die Schubspannung nicht in Pfeilrichtung sondern entgegengesetzt. Aus formal mathematischen Gründen ist in der Abb. zunächst ein positiver Wert von τ unterstellt worden, da die Vorzeichenumkehr dann aus dem Geschwindigkeitsgradienten resultiert.) Aus dem Kräftegleichgewicht folgt:

τ dA = (τ +

dτ dy ) dA + ρf g dA dy dy

(10.1)

z=B z y=δ

y

τ+dτ

ρf g dy

0

τ

x

dy

wmax w(y

)

Abb. 10.2. Spannungen an einem Flüssigkeitselement in einem Rieselfilm bei laminarer Strömung

10.1 Fluiddynamik von Rieselfilmen

303

Für Newtonsche Flüssigkeiten resultiert folgende Differentialgleichung bei ortsunabhängiger Viskosität:

ηf

d 2 w ( y) d y2

+ ρf g = 0

(10.2)

Die Lösung dieser DGL erfolgt unter Anwendung der nachstehenden Randbedingungen: 1. RB y = δ :

w=0

Haftbedingung an der Wand

d w(y) 2. RB y = 0 : τ (y = 0) = η f ( ) y =0 = 0 dy Es wird vereinfachend angenommen, dass kein Impulsaustausch zwischen der Gas und der Flüssigphase stattfindet. Über die Phasengrenzfläche werden demzufolge keine Kräfte übertragen und die Schubspannung ist dort gleich null. Die Integration von Gl. (10.2) führt unter Berücksichtigung der Randbedingungen zu dem Geschwindigkeitsprofil eines laminaren Rieselfilms. w ( y) =

gδ 2 y (1 − ( ) 2 ) 2 νf δ

(10.3)

Ein für praktische Anwendungen wichtiger Wert von Rieselfilmapparaten ist die sogenannte Umfangsbelastung Vf / B , also der auf die berieselte Breite B bezogene Flüssigkeitsvolumenstrom. (In technischen Apparaten muss ein Minimalwert der Umfangbelastung eingehalten werden, um eine vollständige Benetzung der gesamten Oberfläche zu erreichen. Je nach Apparat und Stoffsystem bewegt sich die Umfangsbelastung in der Größenordnung 0,5–1,5 m³/(m ⋅ h.) Diese Größe ergibt sich aus der Integration der Geschwindigkeit w(y) über die Rieselfilmdicke δ: δ

Vf B =

δ

= ò w( y ) dy = 0 2 æ

gδ 2 νf

gδ 2 ν f ò0

ç y − δ æç y ö÷ ç 3 èδ ø è

3 ö y =δ

÷ ÷ ø y =0

2ö æ ç1 − æç y ö÷ ÷ dy ç è δ ø ÷ø è

=

gδ3 3 νf

(10.4)

Die Reynoldszahl der Filmströmung wird mit der mittleren Strömungsgeschwindigkeit w des Films definiert:

304


Vf Ref ≡

wδ = Bδ νf νf

δ

=

Vf / B

νf

Die Filmdicke δ des glatten laminaren Films lässt sich nach Gl. (10.4) durch folgende Beziehung beschreiben:

δ =

3

3Vf ν f B

g

=(

3ν f2 g

1/ 3

)1 / 3 Ref

(10.5)

Falls die Wand nicht senkrecht, sondern um den Winkel α gegen die Vertikale geneigt ist, wirkt in Richtung der Senkrechten nur die Komponente der Schwerkraft Fg ⋅ cos α, so dass in den Gln. (10.1) bis (10.5) anstelle g das Produkt g ⋅ cos α tritt. Die abgeleitete Beziehung (10.5) gilt streng nur für den glatten, laminaren Film. Ab Reynoldszahlen in der Größenordnung von 3 bis 6 treten Wellen auf. Experimentelle Untersuchungen zeigen, dass bei Wasser bis Re = 400 die mittlere Filmdicke trotz der auftretenden Wellen noch recht genau durch Gl. (10.5) dargestellt wird [Brauer 1956]. Man spricht daher bis Re = 400 von einem pseudolaminaren Film Bei Reynoldszahlen größer 400 zeigt der Film zunehmende fluiddynamische Instabilitäten, die sich u.a. in einem sprunghaften Anstieg der Schwankungen der Wandschubspannungen widerspiegeln [Alekseenko et al. 1994]. Dieser Strömungszustand wird als turbulent bezeichnet. Die Filmstruktur lässt sich z.T. mit Hilfe folgender Beziehung für die jeweilige charakteristische Reynoldszahl vorhersagen: Ref = C i (

ρf σ 3 η f4 g

)1 / 10 = C i Kf1 / 10

(10.6)

Die Größe Kf ist die sogenannte Flüssigkeitskennzahl, die lediglich Stoffeigenschaften und die Erdbeschleunigung enthält. Von [Ishigai et al. 1972] wurde folgende Einteilung in fünf Strömungsbereiche vorgenommen: a) b) c) d) e)

rein laminar erster Übergangsbereich stabile Wellen zweiter Übergangsbereich voll turbulent

Ci ≤ 0,47 0,47 ≤ Ci ≤ 2,2 2,2 Kf1/10 ≤ Re ≤ 75 75 ≤ Re ≤ 400 Re ≥ 400

Einen Eindruck von der Struktur des Films im Bereich der stabilen Wellenströmung vermittelt Abb. 10.3. Die zugrundeliegenden Messungen wurden bei einer Reynoldszahl von 61 durchgeführt.

10.1 Fluiddynamik von Rieselfilmen

305

Filmdicke δ

1 Re = 61

mm 0,5 0,25 0

0

10

20

Strö

mu n

30

gs ric htun g

40

50 60

Zeit t

ms

70

Abb. 10.3. Zeitlicher Filmdickenverlauf eines Rieselfilms bei Re = 61 [Maun u. Auracher 2002]

Im pseudolaminaren Bereich sind zwar angenähert die fluiddynamischen Gesetzmäßigkeiten des laminaren Films gültig, doch die Wellen bewegen sich mit einer anderen als der mittleren Filmgeschwindigkeit. Detaillierte Messungen bzw. numerische Ergebnisse finden sich z.B. bei [Adomeit u. Renz 2000] bzw. [Miyara 2000]. Auf der Basis einer Reihe von experimentellen Untersuchungen wurden folgende Gleichungen für die Filmdicke δ und die mittlere Flüssigkeitsgeschwindigkeit w eines turbulent strömenden Films (Ref > 400) ermittelt [Brauer 1956]:

δ = 0,302 (

w = 3,31 (

3ν f2 g

gν f 3

)1 / 3 Ref

8 / 15

(10.7)

)1 / 3 Ref7 / 15

(10.8)

Das Auftreten der Viskosität in Gl. (10.7) bedeutet, dass noch keine vollständig turbulente Strömung vorliegt. Vollständig turbulente Strömungen sind stets dadurch gekennzeichnet, dass Zähigkeitskräfte gegenüber den Trägheitskräften zu vernachlässigen sind und damit auch kein Einfluss der Reynoldszahl auftritt. Für den Stoffaustausch zwischen Gas und Flüssigkeit ist das experimentelle Ergebnis bedeutsam, dass die Phasengrenzfläche lediglich wenige Prozent durch die Auswirkung der Oberflächenwellen vergrößert wird. Daher sind die beobachteten hohen Stoffaustauschraten allein auf eine Vergrößerung des Stoffübergangskoeffizienten zurückzuführen. Dies ist eine unmittelbare Folge des durch die Wellen bedingten Queraustausches innerhalb des Films.

306


10.2 Wärmeübertragung zwischen Wand und Flüssigkeit Der Wärmeübergang an nichtsiedende Rieselfilme ist für innen und außen berieselte Rohre vielfach untersucht worden. Bereits im Jahr 1916 wurde von [Nußelt 1916] eine einfache Theorie zur Berechnung des Wärmeübergangskoeffizienten bei der laminaren Filmkondensation an Rohren und senkrechten bzw. geneigten Wänden entwickelt, die als Nußeltsche Wasserhauttheorie bezeichnet wird. Es zeigt sich, dass die für den unbeheizten Film abgeleiteten Gesetze der Fluiddynamik auch für beheizte bzw. gekühlte Flächen Gültigkeit besitzen. Abbildung 10.4 zeigt qualitativ die Temperaturfelder in fluiddynamisch ausgebildeten Rieselfilmen bei konstanter Wandtemperatur Tw. Erläutert wird die stetige Änderung der Temperatur T(x,y) in dem Rieselfilm von der Eintrittstemperatur TE auf die Ablauftemperatur TA . Bei kleinen Lauflängen x ist der Kern der Flüssigkeit noch nicht von der Temperaturänderung erfasst. Man bezeichnet dies als thermischen Anlauf. Das Temperaturprofil hat zunächst Grenzschichtcharakter. Stromabwärts - am Ende der thermischen Einlauflänge - verläuft es parabolisch. Für x → ∞ nimmt die gesamte Flüssigkeit die Temperatur der Wand T = Tw an. Wenn an der freien Oberfläche keine Wärme abgeführt wird, wie dies bei nichtsiedenden Rieselfilmen der Fall ist, hat an dieser Stelle das Temperaturprofil eine horizontale Tangente. Aus den Temperatur- und Geschwindigkeitsprofilen folgt, dass der Hauptwärmedurchgangswiderstand in einer wandnahen Flüssigkeitsschicht liegt. Zur Berechnung des bei konstanter Wandtemperatur längs einer Strecke L wird der mittlere Wärmeübergangskoeffizient α übertragenen Wärmestromes Q als laminar

turbulent

TW

TW TA

TA Q

Q=0

x

Q

Q=0 x

TE

δ

0 y

TE

δ

0 y

Abb. 10.4. Temperaturprofile im laminaren (links) bzw. turbulenten (rechts), nichtsiedenden Rieselfilm

10.2 Wärmeübertragung zwischen Wand und Flüssigkeit

α ≡

T − TE Q δ = m c p ln w A Δ Tlog L Tw − T A

307

(10.9)

definiert. Umgekehrt dient Gl. (10.9) zur Ermittlung der erforderlichen Rohrlänge L, wenn Tw und α bekannt sind. Für die Erhitzung oder Abkühlung werden die mittleren Wärmeübergangskoeffizienten α aus den Gleichungen für die Nußeltzahl Nu 2 α æç ν f Nu ≡ λf ç g

è

ö ÷ ÷ ø

1/ 3

(10.10)

errechnet. Diese lauten für den Bereich von x = 0 bis x = L [Schnabel u. Schlünder 1980]: - bei laminarer, fluiddynamisch und thermisch ausgebildeter Strömung Nu = C ∞ Re −1/ 3

(10.11)

mit C∞ = 1,30 für eine konstante Wandtemperatur Tw und C∞ = 1,43 für einen konstanten Wärmefluss q ; - im Bereich der thermischen Einlauflänge Nu = C 0

3

Re

1/ 3

Pr

æν 2 ç f ç g è

ö ÷ ÷ ø

1/ 3

/L

(10.12)

mit C0 = 0,912 für ϑw = konst und C0 = 1,10 für q = konst; - im Übergangsbereich zur turbulenten Strömung Nu = 0,0425 Re1/ 5 Pr 0,344

(10.13)

- bei turbulenter Strömung Nu = 0,0136 Re 2 / 5 Pr 0,344

(10.14)

Zur Berechnung des mittleren Wärmeübergangskoeffizienten α verwendet man aus Gl. (10.11) bis (10.14) den größten Wert von Nu . Um den Einfluss einer stark temperaturabhängigen Viskosität auf den Wärmeübergang zu erfassen, sind die rechten Seiten von Gl. (10.11) bis (10.14) mit dem Korrekturfaktor (η/ηw)0,25 zu multiplizieren. Dabei ist η die dynamische Viskosität bei der mittleren Filmtemperatur T und ηw die bei der Wandtemperatur. Der Korrekturfaktor gilt für die Erwärmung ebenso wie für die Abkühlung. In Abb. 10.5 sind mittlere Nußeltzahlen Nu über der Reynoldszahl Re des Rieselfilmes für die Randbedingung einer konstanten Wandtemperatur (Tw = konst.) aufgetragen. Parameter sind die Prandtlzahl Pr und die Größe Pr

308


(ν2/g)1/3/L für den Bereich des thermischen Anlaufs, der indessen nur bei sehr zähen Stoffen bedeutsam wird. In diesen Fällen kommen jedoch hohe Reynoldszahlen praktisch kaum vor. Deshalb sind die Linien, die den Bereich des thermischen Anlaufs kennzeichnen, für Re > 10 gestrichelt und nicht über Re = 100 hinaus gezeichnet. Abzulesen ist in Abb. 10.5 wiederum der jeweils höhere Wert. Angaben zu siedenden Rieselfilmen finden sich z.B. bei [Schnabel u. Palen 2002].

10.3 Stoffübertragung zwischen Rieselfilm und Gas

Mittlere Nusseltzahl Nu = (α / λf ) (νf 2 / g)1/3

Wegen der relativ hohen volumenbezogenen Übertragungsfläche und den kurzen Gas- und Flüssigkeitsverweilzeiten werden Rieselfilmapparate als Reaktoren für schnelle bzw. spontane chemische Reaktionen eingesetzt. Der Hauptanteil der Reaktion findet dabei unmittelbar im Bereich der Phasengrenzfläche statt. In diesem speziellen Fall sind Konzentrationen der aus der Gasphase übergehenden Komponente im Kern des Films vernachlässigbar gering. In einer Reihe weiterer Anwendungsfälle dringt die diffundierende Komponente jedoch in den Film ein, so dass bei der mathematischen Modellierung dies auch entsprechend berücksichtigt werden muss. Das Auftreten der Wellen, das im pseudolaminaren Film ohne nennenswerte Auswirkung auf die mittlere Filmdicke ist, führt aufgrund der hierdurch initiierten 101

Pr

(

νf2 1/3 1 ) L g 10 5

500 Pr = 250 100 50 25 10 5

2 1

100

1, 75

Tw = konst. η/ηw = 1 10-1 100

101

102

103

104

Reynoldszahl Re = (Vf / B) / ν f

Abb. 10.5. Mittlere Nußeltzahl in Abhängigkeit von Re und den Parametern Pr und Pr (ν2/g)1/3/L bei nichtsiedenden Rieselfilmen (nach [Schnabel u. Palen 2002])


309

Queraustauschvorgänge zu einer nachhaltigen Verbesserung des Stoffübergangs. Weitere Einflussparameter des Stofftransports sind die Flüssigkeitsaufgabe zur Erzeugung des Films sowie die Lauflänge. Bei der technischen Realisierung muss stark darauf geachtet werden, dass der Film nicht aufreißt, da dies die Stoffaustauschfläche nachhaltig reduzieren kann (hierzu s. [Schnabel u. Palen 2002]). Einen umfassenden Überblick über den aktuellen Stand des Wissens geben [Killion u. Garimella 2001]. 10.3.1 Laminare Rieselfilme Die Ermittlung des flüssigkeitsseitigen Stoffübergangskoeffizienten sei hier an dem Beispiel des laminar strömenden Rieselfilms erläutert (s. Abb. 10.6). Aus dem angrenzenden Gas wird die Komponente A in den Film hinein übertragen. Es wird vereinfachend angenommen, dass Stoff A nur gering in der Flüssigkeit löslich sei. Weiterhin wird unterstellt, dass an der Stelle x = 0 ein vollständig ausgebildetes Geschwindigkeitsprofil vorliegt, das durch die Diffusion nicht verändert wird. Der Stoff A wird dann durch zwei Mechanismen transportiert: Quer zur Strömungsrichtung erfolgt die Diffusion von A in den Film. Dieser Vorgang wird durch den Fickschen Ansatz beschrieben, da A nur wenig löslich ist: n Ay = − DAB

∂ cA ∂y

(10.15)

z=B y=δ

y

0

z nA x

x nA y+dy

nA y nA x+dx cA0 0

cA0 = 0

wmax w(y )

Abb. 10.6. Stoffübergang an einem Flüssigkeitselement im Rieselfilm in Oberflächennähe

310


In Strömungsrichtung wird Stoff A konvektiv mit dem Film transportiert: n Ax = c A ⋅ w ( y )

(10.16)

Hierbei wird angenommen, dass der Diffusionsterm in x-Richtung (Strömungsrichtung) sowie der Konvektionsstrom in y-Richtung (quer zur Strömungsrichtung) vernachlässigt werden können (keine Stefan-Diffusion). Eine Stoffbilanz der Komponente A um ein infinitesimales Flüssigkeitselement mit dem Volumen dV = dx dy B (B: Filmbreite) liefert: B dy

∂ nAy ∂ nAy ∂ nAx ∂ n dx + B dx d y = Ax + =0 ∂x ∂y ∂x ∂y

(10.17)

Somit erhält man folgende partielle Differentialgleichung zur Beschreibung des Stofftransports im Rieselfilm: w ( y)

∂ cA ∂ 2c A = DAB ∂x ∂ y2

(10.18)

Die Lösung dieser Differentialgleichung ist nach zwei Betrachtungsweisen unterschiedlichen Vereinfachungsgrads möglich. Geringe Eindringtiefe der diffundierenden Komponenten Bei der Lösung von Gl. (10.18) kann unter bestimmten Umständen vereinfachend angenommen werden, dass die Filmdicke sehr groß im Vergleich zur Eindringtiefe des Stoffes A ist (analog zur Penetrationstheorie). Dies trifft zum Beispiel für kurze Lauflängen eines Flüssigkeitsfilms zu. Im Innern des Films tritt dementsprechend keine Änderung der Konzentration an A auf. Damit kann auch angenommen werden, dass innerhalb der Eindringtiefe überall die maximale Geschwindigkeit wmax herrscht. Es gelten somit folgende Randbedingungen bei der Lösung der Differentialgleichung (10.18): 1. RB x = 0 y > 0 : cA = 0 2. RB x ≥ 0 y = 0 : cA = cA0 = const (es findet keine Abreicherung von A in der Gasphase statt) 3. RB x ≥ 0 y → ∞ : cA = 0 Dies ist die mathematische Formulierung der Tatsache, dass die Eindringtiefe δc 0

cA0 g∞ x→∞

Abb. 10.7. Schematische Darstellung der Geschwindigkeits- und Konzentrationsprofile in Gas- und Flüssigphase bei Gleichstrom im Rieselfilm (Vereinfachende Annahme: Das Gas strömt im gesamten Querschnitt mit der Geschwindigkeit, wie sie an der Filmoberfläche herrscht.)


313

1. RB x = 0, y > 0 : cA = cAf ein ∂ cA 2. RB x ≥ 0, y = δ : =0 ∂y 3. RB x > 0, y = 0 : cA0f = cA0f (x) Zur Funktion cA0f(x) existiert eine Reihe von Vorschlägen, die hier nicht weiter betrachtet werden sollen, näheres s. [Brauer 1971a]. cA0f(x) steht im thermodynamischen Gleichgewicht zu cA0g(x), das im einfachsten Fall durch das Henrysche Gesetz (s. Abschn. 9.2) beschrieben wird: yA = H xA/p

(9.28)

Statt des Henry-Koeffizienten wird im Weiteren die Henryzahl H* H* =

c Ag

(10.27)

cA f

0,6

0,8 0,4 0,6

0,3

0,4 0,1 0,01

1

0,8

0,6

0,4

0,2

0,00 1 0,0001

0,2

0,2

0

0

bez. Konzentration

1

x* = 1

cA f - cA f ein cA0 f - cA f ein

verwendet. cA0g(x) hängt im Allgemeinen aufgrund der Abreicherung von A in der Gasphase von der Lauflänge ab. Abbildung 10.7 zeigt schematisch den Geschwindigkeits- und Konzentrationsverlauf im Film und im Gasstrom für unterschiedliche Lauflängen x. Unter Vernachlässigung der Abreicherung von A in der Gasphase führt die numerische Lösung von Gl. (10.18) zu Konzentrationsverläufen im Film, die in Abb. 10.8 dargestellt sind. Als Kurvenparameter wird die Einlaufkennzahl

bezogene Koordinate y / δ

Abb. 10.8. Konzentrationsverlauf in einem laminaren Rieselfilm für verschiedene Einlaufkennzahlen x*

314


1 x æ wδ =ç x* ≡ Peδ δ çè D AB

ö ÷ ÷ ø

−1

x δ

(10.28)

verwendet. Mit steigender Lauflänge sättigt sich der Flüssigkeitsfilm immer stärker mit der Übergangskomponente ab. Die mit diesem Ergebnis korrespondierenden mittleren Sherwoodzahlen werden in Abb. 10.9 dargestellt. Bei Zunahme der sogenannten Einlaufkennzahl nimmt die mittlere Sherwoodzahl zunächst ab und nähert sich dann einem Endwert von 3,41 (analoges Verhalten zur Rohrströmung). Diese Abnahme ist eine unmittelbare Folge des sinkenden treibenden Konzentrationsgradienten an der Phasengrenze mit steigender Lauflänge. Die Beschreibung der Sherwoodzahl bei niedrigen Lauflängen x* liefert die oben durchgeführte Betrachtung für geringe Eindringtiefen. So folgt aus Gl. (10.26) die Beschreibung der mittleren Sherwoodzahl für kleine Einlaufkennzahlen. Für den gesamten Bereich der Einlaufkennzahl x* gilt folgende Beziehung, die auch die beiden genannten Grenzfälle mit einschließt [Brauer 1971a]: Shδ = 3,41 +

0, 276 x* −1,2

(10.29)

1 + 0, 20 x* −0 ,7

Für die mittlere Konzentrationsdifferenz Δc Af zur Berechnung der mittleren übergehenden Stoffstromdichte n A = β Δ c A f

Df

Mittlere Sherwoodzahl Shδ =

βf δ

ist die logarithmische Konzentrationsdifferenz einzusetzen: 5 Laminarer glatter Rieselfilm 101

Gl. (10.29) Sh = 1,38 x*

-1/2

3,41

100 10-3

10-2 Einlaufkennzahl

10-1 x* =

100 1 Reδ Sc

x δ

Abb. 10.9. Mittlere Sherwoodzahl in Abhängigkeit von der Einlaufkennzahl x*

101


Δ cA f =

( c A0 f − c A f )ein − ( c A0 f − c A f )aus ln

315

(10.30)

( c A0 f − c A f )ein ( c A0 f − c A f )aus

Die unter den vorgenannten Bedingungen resultierende Abhängigkeit der mittleren Konzentrationen c Af von der Länge des Films zeigt Abb. 10.10. 10.3.2 Filme mit welliger Oberfläche In technischen Anwendungen treten üblicherweise Filme mit welliger Oberfläche auf. Die Quervermischung durch die auftretenden Wellen führt dabei zu einer deutlichen Intensivierung des Stofftransports. Obwohl viele experimentelle und theoretische Untersuchungen für ein besseres Verständnis der auftretenden Phänomene durchgeführt wurden, konnte eine befriedigende theoretische Beschreibung der ablaufenden Transportvorgänge in welligen Rieselfilmen bislang nicht aufgestellt werden. In Abb. 10.11 wird die mittlere Sherwoodzahl geteilt durch die Wurzel der Schmidtzahl in Abhängigkeit der Reynoldszahl des Films dargestellt [Brauer 1971a]. Die Geradenstücke stellen Ausgleichsgeraden von Messergebnissen verschiedener Autoren dar. Gemäß den Aussagen der Penetrationstheorie (s. Kap. 9)

bez. Konzentration

cA f - cA f ein cA0 f - cA f ein

1 Laminarer glatter Rieselfilm 0,8

0,6

0,4

0,2

0 10-5

10-4

10-3

10-2

10-1

100

Einlaufkennzahl x*

Abb. 10.10. Mittlere bezogene Konzentration von c Af in Abhängigkeit von der Einlaufkennzahl x*

316


Mittl. Sherwoodzahl

Sh Sc 0,5

102 0,00089 Re 1,25 101

0,08 Re 0,5 100 400 0,0024 Re 0,8 10-1 101

102

103

104

wδ Reynoldszahl Re = ν f

Abb. 10.11. Mittlere Sherwoodzahl für den rein physikalischen Stofftransport in einem welligen Film als Funktion der Reynoldszahl nach experimentellen Ergebnissen verschiedener Autoren (nach [Brauer 1971a]

ist Shδ stets proportional zu Sc0,5. Die angegebenen Werte für Shδ stellen den Minimalwert für große Lauflängen (L → ∞) dar. Die Korrelationen weisen stets dieselbe Form auf: Shδ =

βδ = C Refa Sc f0,5 DAB

(10.31)

Für die verschiedenen Reynoldszahlen ergeben sich die in Tabelle 10.1 aufgeführten Werte für den Koeffizienten C und den Exponenten a [Brauer 1971a, Yih u. Chen 1982]: Tabelle 10.1. Koeffizient und Exponent aus Gl. (10.31) Bereich Ref 12 - 70 70 - 400 > 400

C 0,0224 0,08 8,9 x 10-4

a 0,8 0,5 1,25

Die Ergebnisse verdeutlichen die Abhängigkeit des Stofftransportes von der Deformationsturbulenz: Mit steigender Reynoldszahl nimmt die Deformationsturbulenz zu, und somit steigt die Sherwoodzahl. Dieser Einfluss wird allerdings erst ab bestimmten Einlaufkennzahlen deutlich. Für x* → 0 verliert die Deformationsturbulenz ihren Einfluss, und es ist keine Verbesserung des Stofftransportes im welligen Film gegenüber dem Stofftransport im laminaren Film erkennbar. Ähnlich wie beim laminaren Film unterschreitet die Sherwoodzahl den Wert von 3,41 nicht.


317

10.3.3 Gasseitiger Stoffübergang Die Nutzung von Rieselfilmapparaten als Reaktoren für sehr schnelle Gas/ Flüssigkeits-Reaktionen hat zur Folge, dass häufig der geschwindigkeitsbestimmende Schritt der Transport in der Gasphase ist. Abbildung 10.12 skizziert den zugehö-rigen Konzentrationsverlauf an der Innenwand eines Rohres. Zur Berechnung dieses Stoffübergangs liegen nur empirische Gleichungen vor, die auf den Resultaten experimenteller Arbeiten basieren. Die umfangreichsten Untersuchungen, die von [Braun u. Hiby 1970] an Rieselfilmen in Rohren ausgeführt wurden, führten zu folgenden Beziehungen für die mittlere Sherwoodzahl: Gleichstrom Sh = 0,18 Reg

0,4

0,16

Ref

Scg

0,44

(1 + 6,4 L/d)

- 0,75

(10.32)

Gegenstrom 0,75

Sh = 0,015 Reg

0,16

Ref

Scg

0,44

- 0,75

(1 + 5,2 L/d)

(10.33)

Die Kennzahlen sind folgendermaßen definiert: Sh ≡

βgd

Re f ≡

Dg

Re g ≡

4 Vg

Sc g ≡

d π νg

V f d π νf

νg Dg

Dg: Diffusionskoeffizient für A in der Gasphase. Flüssigkeitsfilm

Gas cA g

cA0g cA cA0 f cAf = 0 Gasgrenzschicht

Flüssigkeitsgrenzschicht

0

Abb. 10.12. Konzentrationsprofile in einem Dünnfilmreaktor bei schnellen chemischen Reaktionen

318


Der Unterschied in der Phasenführung bedingt beim Gegenstrom deutlich höhere Relativgeschwindigkeiten zwischen den Phasen als beim Gleichstrom. Daher ist der Exponent von Reg bei Gleichstrom niedriger als bei Gegenstrom. Die Berechnung des zwischen x = 0 und x = L über die Filmoberfläche A transportierten Stoffstroms N A erfolgt nach der Beziehung: N A = β g A Δ c Ag

(10.34)

Mit ΔcAg wird die im Gasstrom auftretende mittlere logarithmische Konzentrationsdifferenz bezeichnet.

Δc Ag =

(c A0 g − c Ag ) x = L − (c A0 g − c Ag ) x = 0 ln

(c A0 g − c Ag ) x = L

(10.35)

(c A0 g − c Ag ) x =0

10.4 Stofftransport mit homogener chemischer Reaktion Der in den Flüssigkeitsfilm eindringende Stoffstrom ist direkt proportional zu dem an der Phasengrenzfläche auftretenden Konzentrationsgradienten. Im Gegensatz zum rein physikalischen Transport kann ein Gradient auch für sehr große Werte von x* erhalten bleiben, wenn durch eine chemische oder biologische Stoffumwandlung die diffundierende Komponente beständig verbraucht wird. Daher ist der Stoffübergangskoeffizient bei Vorliegen einer chemischen oder biologischen Reaktion größer als derjenige für den rein physikalischen Stofftransport (s. Abschn. 9.3). Beispielhaft werde eine homogene, irreversible Reaktion angenommen, bei der die absorbierte Komponente A mit der im Flüssigkeitsfilm befindlichen Komponente B zu Reaktionsprodukt C umgesetzt wird:

ν A A +ν B B → ν C C Für die zeitliche Änderung der jeweiligen Konzentrationen im Film ergibt sich das Verhältnis:

∂ cA ν A ∂ cB ν ∂ cC = =− A ∂t νB ∂t νC ∂t

(10.36)

Im hier betrachteten Fall wird eine bimolekulare Reaktion 2. Ordnung zugrunde gelegt, für deren volumenspezifische Reaktionsstromdichte bezüglich der Komponente A gilt: 1 ∂ cA = r = − k 2 c A cB ν A ∂t

(Index 2: Reaktion 2. Ordnung)

10.4 Stofftransport mit homogener chemischer Reaktion

319

oder, falls die Komponente B in hohem Überschuss vorliegt und sich cB damit nur vernachlässigbar ändert, eine Reaktion 1. Ordnung r = - k1 cA

Reale Kinetiken von chemischen und biologischen Stoffumwandlungen können sehr komplex sein, so dass auch andere Reaktionsordnungen ohne weiteres auftreten können. Die Konzentrationsfelder der Reaktanden A und B lassen sich über eine Stoffbilanz über ein differentielles Volumenelement bestimmen. Hierzu muss Gl. (10.18) lediglich um den Reaktionsterm erweitert werden. Es ergibt sich das folgende gekoppelte System zweier partieller Differentialgleichungen:

w ( y)

∂ cA ∂ 2c A = DAB − k A2 c A c B ; ∂x ∂ y2

k A2 = k 2 ⋅νA

(10.37)

∂ cB ∂ 2cB ν = DBA − k B2 c A c B ; k A2 = k B2 A 2 ∂x νB ∂y

(10.38)

w ( y)

Die zugehörigen Randbedingungen lauten: 1. RB x = 0, y = 0 : cA = cA0f , 2. RB x = 0, y > 0 : cA = 0, 3. RB x > 0, y = 0 : cA = cA0f , ∂ cA =0 4. RB x > 0, y = δ : ∂y Alternativ: 4. RB x > 0, y → ∞ : cA = 0,

cB = cB,ein cB = cB,ein dcB/dy = 0 ∂ cB =0 ∂y cB = cB,ein

Hierbei wird angenommen, dass die diffundierende Komponente A analog zur Penetrationstheorie nur in eine geringe Filmtiefe vordringt. Das Gleichungssystem kann numerisch gelöst werden. In qualitativer Form dargestellte Konzentrationsprofile zeigt Abb. 10.13 (links), wobei die Bildung der Komponente C unberücksichtigt bleibt und eine konstante Konzentration von A in der Gasphase unterstellt wird. Mit zunehmender Lauflänge x wird die Komponente B kontinuierlich abgebaut. Damit ergibt sich eine beständige Verringerung der Reaktionsgeschwindigkeit. Wenn B vollständig verbraucht ist, kommt die Reaktion vollständig zum Erliegen. Der Film hat sich mit A bis zur Gleichgewichtskonzentration cA0 angereichert.

320

10 Strömung von Flüssigkeitsfilmen cA0g

cA0g

cBf = cBf ein x=0

cA0f

cA0f cAf ein = 0

cAf ein = 0 cA0g

cA0g

cBf cAf

x1 > 0

cA0f

cAf

cA0f

cA0g

cA0g

cBf cA0f

cAf

x2 > x1

cAf cA0f

Abb. 10.13. Schematische Darstellung der Konzentrationsprofile in Gas- und Flüssigphase bei einer Reaktion 2. Ordnung (links) und einer Reaktion 1. Ordnung (rechts)

10.4.1 Reaktion 1. Ordnung Etwas weniger komplexe Verhältnisse bestehen, wenn B in so hohem Überschuss vorliegt, dass die Reaktionsgeschwindigkeit allein von der Konzentration der Komponente A abhängt, z.B. in Form einer Reaktion 1. Ordnung (s. Abb. 10.13 rechts): w ( y)

∂ cA ∂ 2c A = DAB − k1 cA ∂x ∂y2

(10.39)

Diese Gleichung ähnelt der im Zusammenhang mit dem rein physikalischen Stofftransport abgeleiteten Gl. (10.18), wobei hier auf der rechten Gleichungsseite lediglich ein zusätzlicher Reaktionsterm hinzukommt. Es gelten folgende Randbedingungen: 1. RB x ≥ 0 y = 0 : cA = cA0 2. RB x = 0 y > 0 : cA = 0 ∂ cA =0 3. RB x ≥ 0 y = δ : ∂y Im Fall dieser Randbedingung findet eine Diffusion der Komponente A über die gesamte Filmdicke statt. Grundsätzlich muss daher bei der Lösung der obigen


321

Differentialgleichung geprüft werden, wie tief die diffundierende Komponente in den Rieselfilm eindringt. So ist es eventuell alternativ möglich, die bereits mehrfach genutzte Randbedingung einer geringen Penetrationstiefe (y → ∞; cA = 0) als dritte Randbedingung einzusetzen. Diese Problematik wurde bereits bei der Diskussion der Stoffübergangshypothesen Filmtheorie bzw. Penetrationstheorie (s. Kap. 9) sowie der Lösung des Gleichungssystems der Gln. (10.37) und (10.38) angesprochen. Gleichung (10.32) lässt sich unter Einbeziehung der Randbedingungen durch Anwendung numerischer Methoden lösen. Aus dem Ergebnis cA(x, y) lässt sich unmittelbar eine mittlere Konzentration über der Filmdicke als Funktion der Lauflänge x bestimmen. δ

c A ( x) =

1 cA ( x, y ) w ( y ) dy w δ ò0

(10.40)

Mit dieser Größe lässt sich dann der lokale Stoffübergangskoeffizient ermitteln:

β ( x) =

n A ( x) c A0 − c A ( x )

(10.41)

Die lokale Stoffstromdichte ergibt sich aus dem diffusiven Stofftransport an der Phasengrenzfläche n A ( x ) = − DAB (

∂ cA ) y = 0, x ∂y

(10.42)

und damit der lokale Stoffübergangskoeffizient β (x),

β ( x) = −

DAB ∂c ( A ) y = 0, x c A0 − c A ( x ) ∂ y

(10.43)

bzw. die lokale Sherwoodzahl: Sh f =

∂c β ( x) δ δ ( A ) y = 0, x =− DAB c A0 − c A ( x ) ∂ y

(10.44)

Die Wirkung einer biologischen bzw. chemischen Reaktion auf den Stoffübergang besteht darin, dass durch die Abbaureaktion der Konzentrationsgradient der diffundierenden Komponente zunimmt und damit der Stofftransport intensiviert wird. Je höher die Reaktionsgeschwindigkeit bzw. die Damköhlerzahl ist, umso stärker wirkt sich die Reaktion aus. Dies wird deutlich durch das Verhältnis E=

β f Re aktion βf physikalisch

(10.45)

322


in dem der Stoffübergangskoeffizient mit homogener Reaktion auf den Stoffübergangskoeffizienten ohne Reaktion bezogen wird. Dieses Verhältnis entspricht dem Beschleunigungsfaktor. Im Fall der homogenen Reaktion 1. Ordnung lässt sich wie erwähnt der Stoffübergangskoeffizient βf Reaktion und damit der Beschleunigungsfaktor E berechnen. Das entsprechende Ergebnis ist in Abb. 10.14 als Funktion der Einlaufkennzahl aufgetragen. Für kleine Werte der Einlaufkennzahl ist kein Einfluss der Reaktion erkennbar, der Beschleunigungsfaktor ist etwa gleich eins. Die Reaktion trägt nicht zur Vergrößerung des Stofftransportes bei. Das treibende Gefälle des rein physikalischen Transports ist dann so groß, dass eine parallele Reaktion keinen zusätzlichen Effekt ausübt. Im Bereich sehr großer Werte von x* nimmt E einen konstanten Wert an. Die Größe dieses Wertes hängt von dem Verhältnis der Reaktions- zur Diffusionsgeschwindigkeit, also der Damköhlerzahl ab, die für den Film folgendermaßen definiert ist: Da ≡

kn δ 2 DAB

c nA−01f ein

(10.46)

Der hiermit korrespondierende Konzentrationsverlauf der Komponente A über der Lauflänge ist in der Abb. 10.15 qualitativ dargestellt. Bei konstanter Damköhlerzahl nimmt die Konzentration an A mit der Lauflänge zu (Fall a), bis ein

10 4

Reaktion 1. Ordnung glatter Film

=

25 Da

β f Reaktion βf physikalisch

30

Beschleunigungsfaktor E =

20 00 50

15

10 3

10 500

5

102

0

1 10-4

10-3 Einlaufkennzahl

10-2 x* =

10-1 1 Reδ Sc

100

x δ

Abb. 10.14. Beschleunigungsfaktor E für eine Reaktion 1. Ordnung in Abhängigkeit von der Einlaufkennzahl x* (nach [Brauer 1985])


Da = 0

∞

x

x=0

δ

cA0

Konzentration cA

x→

Konzentration cA

cA0

Da

Da → ∞

0

δ

0

323

0 0

Koordinate y

Koordinate y

a) Da = const.

b) x → ∞

Abb. 10.15. Konzentrationsprofile bei einer homogenen chemischen Reaktion 1. Ordnung

Endkonzentrationsprofil erreicht wird, das wiederum von der Damköhlerzahl abhängig ist, wie Fall b veranschaulicht. An der festen Wand ergibt sich stets ein Konzentrationsgradient von null, da dort kein Stofftransport in die Wand stattfindet. 10.4.2 Reaktion 2. Ordnung Zum Verständnis des Stofftransports müssen in diesem Fall die Konzentrationen der Komponenten A und B in Abhängigkeit von den Geometrieparametern x und y sowie von den Stoff- und Reaktionsgrößen bestimmt werden. Das zugehörige Differentialgleichungssystem (Gln. (10.38) und (10.39)) sowie die Rand- und Anfangsbedingungen sind bereits in Abschn. 10.4 aufgeführt. Die resultierenden Lösungen für die Konzentrationsvorläufe werden im Weiteren unter Nutzung folgender dimensionsloser Kennzahlen dargestellt: c ∗A ≡ x∗ ≡ Da ≡

cA c A0 f x /δ Reδ Sc k 2 c B ,ein δ 2 DAf

,

c B* ≡

,

y* ≡ ,

cB cB ,ein y δ

D∗ ≡

DB , f DA, f

,

ν∗ =

νB cA0 f ν A cB ,ein

In Abb. 10.16 werden berechnete Konzentrationsverläufe für die Parameter Da = 1000, D* = 1 und ν* = 1 für einen glatten Film exemplarisch dargestellt. Aus

324


1

Lokale Konzentrationen cA*, cB*

cA* cB* 0,8

Glatter Film D* = 1 ν* = 1 Da = 1000

0,6

x*= 0,086

0,4

x*= 0,34

0,2 x*= 0,53 0 1

0,8

0,6

0,4

0,2

0

Koordinate y*

Abb. 10.16. Lokale Konzentrationen der Komponenten A und B für den Stofftransport mit einer Reaktion 2. Ordnung in einem glatten Film bei Da = 1000 sowie verschiedenen Einlaufkennzahlen x* (nach [Brauer 1985])

dem Kurvenverlauf ist zu erkennen, dass der Hauptteil der chemischen Reaktion nahe der Phasengrenzfläche stattfindet. Wenn die Konzentration an A den Wert 0 annimmt, ist keine chemische Reaktion mehr möglich. Mit zunehmender Da-Zahl nimmt die Eindringtiefe von A in dem Film ab. Mit Da → ∞ (augenblickliche Reaktion) ergeben sich Konzentrationsprofile wie in Abb. 10.17 aufgetragen. Wegen der extrem hohen Reaktionsgeschwindigkeit werden cA* und cB* in derselben Entfernung yGr* von der Phasengrenzfläche zu null. Das heißt, die Reaktion findet ausschließlich an der Stelle yGr* statt. Im Bereich unterhalb dieses Wertes von yGr* liegt kein B mehr vor, so dass dort A auftreten kann. Der Stofftransport von A erfolgt hier allein aufgrund der Diffusion und der Konvektion. Oberhalb des Wertes von yGr* existiert lediglich B und wird ebenfalls diffusiv und konvektiv an den Ort yGr* transportiert, an dem die Konzentrationen beider Komponenten infolge der hohen Reaktionsgeschwindigkeit verschwinden. Die mittlere Sherwoodzahl für eine Reaktion 2. Ordnung ist in Abb. 10.18 als Funktion der Einlaufkennzahl x* für verschiedene Da-Zahlen aufgetragen. Grundsätzlich finden sich stets zwei Grenzkurven für diese Darstellungen, Da = 0 sowie Da → ∞, zwischen die sich alle anderen Kurvenverläufe einfügen. Außerdem laufen sämtliche Sh-Zahlen für Da < ∞ mit z* → ∞ in die Kurve für Da = 0 ein, de-

Lokale Konzentrationen cA*, cB*

10.4 Stofftransport mit homogener chemischer Reaktion 1

325

x* = 8,4 . 10-4

0,8

Glatter Film D* = 1 0,6 ν* = 1 Da → ∞ 0,4 x* = 0,00671 0,2

x* =0,0268

cA* cB*

0 0,2

0,18

0,16

0,14

0,12

0,1

0,08

0,06

0,04

0,02

0

Koordinate y/δ

Abb. 10.17. Lokale Konzentrationen der Komponenten A und B für den Stofftransport mit einer Reaktion 2. Ordnung in einem glatten Film bei Da → ∞ sowie verschiedenen Einlaufkennzahlen x* (nach [Brauer 1985])

Mittlere Sherwoodzahl Sh =

βδ DAB

ren asymptotischer Grenzwert 3,41 beträgt. Die untere Grenzkurve Da = 0 stellt den Fall rein physikalischen Transports in einem glatten Film dar, sie wird weder durch D* noch ν* beeinflusst. Die obere Grenzkurve Da → ∞ hängt dagegen von beiden Parametern ab. Mit zunehmender Einlaufkennzahl z* fällt die mittlere Konzentration von B stetig ab, bis sie schließlich zu null wird. 103 Glatter Film D* = 1 ν* = 1

Da → ∞ 105

102

104 103 102

101

101

3,41 100 10-5

Da = 0 10-4

10-3

10-2

Einlaufkennzahl

10-1 x* =

100

101

1 x Ref Sc f δ

Abb. 10.18. Mittlere Sherwoodzahl für den Stofftransport mit bimolekularer Reaktion 2. Ordnung in einem glatten Film als Funktion der Einlaufkennzahl x* für verschiedene DaZahlen (nach [Brauer 1985])

326


Die zugehörigen Beschleunigungsfaktoren E zeigen, dass eine substantielle Verbesserung des Stofftransports lediglich bei hohen Da-Zahlen sowie einem eingeschränkten Bereich der Einlaufkennzahl (x* < 1) auftritt. Für Da → ∞ ergibt sich eine maximale Beschleunigung, E erreicht als Maximalwert zwei. Wenn die Komponente B bei einer bestimmten Einlaufkennzahl verbraucht ist, findet lediglich noch der rein physikalische unbeschleunigte Stofftransport von A in den Film hinein statt, so dass E → 1 gilt.

10.5 Technische Anwendungen von Rieselfilmapparaten Rieselfilmapparate werden im Wesentlichen als Verdampfer oder als Chemiereaktoren eingesetzt. Im Fall der Verdampfung handelt es sich in den meisten Fällen um sehr temperaturempfindliche Stoffe, die nur eine möglichst kurze Zeit höheren Temperaturen ausgesetzt werden dürfen, da sie sich ansonsten zersetzen, polymerisieren o.ä. (z.B. Konzentrierung von Fruchtsäften). Rieselfilmapparate bieten hierbei zwei Vorteile. Zum einen ist die Verweilzeit der Flüssigkeit im Apparat vergleichsweise niedrig. Zum anderen wird aufgrund der hohen volumenspezifischen Oberfläche nur eine relativ geringe treibende Temperaturdifferenz benötigt. Damit wird die thermische Belastung der Flüssigkeit insbesondere im Wandbereich gering gehalten. Rieselfilme in Chemiereaktoren werden insbesondere für stark exo- bzw. endotherme Reaktionen eingesetzt, die isotherm geführt werden sollen. Die hierzu notwendigen hohen Wärmeströme können in Rieselfilmreaktoren transportiert werden. Dadurch lassen sich Selektivitätseinbußen durch Neben- bzw. Folgereaktionen minimieren. Haupteinsatzgebiet sind Sulfonierungen organischer Stoffe mittels SO3. Ein Beispiel für die konstruktive Gestaltung eines solchen Reaktors ist in schematischer Form in Abb. 10.19 wiedergegeben. In dem dargestellten Rohrbündelapparat werden Gas und Füssigkeit im Gleichstrom geführt. Wesentlich für den effektiven Betrieb eines solchen Apparates ist die gleichmäßige Verteilung des Flüssigkeitsfilms über den gesamten Rohrumfang. Viskositätsanstiege, die aus der Stoffumwandlung resultieren, können zu Problemen führen, da hierdurch die Stabilität des Films abnimmt, so dass dieser schließlich aufreißen kann. Für höher viskose Produkte werden sogenannte Dünnschichtapparate eingesetzt. In diesen wird durch rotierende Einbauten (Wischerblätter, Bürsten o.ä.) mechanisch ein gleichmäßiger Film an der Apparatewand aufrechterhalten (s. Abb. 10.20). Detaillierte mathematische Modelle wurden für eine Reihe von Reaktionen im Fallfilm entwickelt. Eine sehr präzise Modellierung wird in der Arbeit von [Davies et al. 1979] entwickelt. Speziell haben sich die Autoren mit dem Temperaturanstieg im unmittelbaren Bereich der Phasengrenzfläche beschäftigt. Derartige Temperaturspitzen können durch Verringerung der Konzentration der übergehenden Komponente, beispielsweise durch Zugabe eines Inertgases, herabgesetzt werden.

10.5 Technische Anwendungen von Rieselfilmapparaten

327

Abb. 10.19. Schematische Darstellung eines Fallfilmreaktors für eine Sulfonierungsreaktion (nach [Gutsche et al. 2002])

Abb. 10.20. a) Schematische Darstellung eines Dünnschichtreaktors für Gegenstrombetrieb, b) Rotor (nach [Sattler 1995])

328


10.6 Aufgaben 1. Für den laminaren Rieselfilm sind zu bestimmen: a) die Schubspannung an der ebenen Wand und b) der resultierende Widerstandsbeiwert ζ in Abhängigkeit von der Reynoldszahl. 2. Für einen Lack (Bingham Flüssigkeit) wurde in einem Rotationsviskosimeter folgender Zusammenhang zwischen der Schubspannung τ und der Scherrate dw/dx vermessen: τ (N/m²) dw/dx (s-1)

15 6

18 12

21 18

Mit welcher Dicke kann dieser Lack auf eine vertikale Wand aufgetragen werden, ohne dass "Lacknasen" auftreten, d.h. ohne dass die Flüssigkeit zu fließen beginnt? 3. Für den laminaren Rieselfilm soll die Verweilzeitsummenverteilung F(t) berechnet werden. = 58,8 kg/h eines 4.1 In einem senkrechten Edelstahlrohr (di = 23 mm) laufen M wasserhaltigen Stoffes (z.B. Milch oder Fruchtsaft) herab, der zum Zweck der Sterilisation bei Überdruck kurzzeitig von TE = 25 °C auf TA = 125 °C erhitzt werden soll. Die Wandtemperatur beträgt TW = 130 °C. Wie groß ist die erforderliche Rohrlänge L?

5.1 Eine wässrige Polymerlösung besitzt die 500fache kinematische Zähigkeit von Wasser bei 50 °C. Die übrigen Stoffwerte entsprechen denjenigen von Wasser bei = 0,544 kg/(m⋅s) an 50 °C. Die Lösung fließt mit einer Umfangsbelastung von m einem 1 m langen Rohr herab. Wie groß ist die mittlere Nußeltzahl? 6. NH3 wird an einem Flüssigkeitsfilm (Wasser) bei 20 °C und 1 bar, wie in der Abb. dargestellt, aus der Luft absorbiert ( D NH 3 /H 2 O = 1,76 ⋅ 10-9 m²/s). Luft / NH3

z

δ

y

/B Vf

60°

Wasser

1

nach [Schnabel u. Schlünder 1994]

10.6 Aufgaben

329

Der auf die Breite der Platte bezogene Volumenstrom des Wassers beträgt: Vf

= 5 ⋅10 −4 m ² / s B a) Es soll eine Kräftebilanz für ein Fluidelement in diesem System durchgeführt werden sowie unter der Annahme, dass keine Schubspannung über die Gas/Flüssigkeits-Phasengrenzfläche übertragen wird, das Geschwindigkeitsprofil bestimmt werden. b) Wie groß ist die Filmdicke δ? c) Der Stoffübergangskoeffizient β soll unter der Annahme bestimmt werden, dass die berechnete Filmdicke im stationären Fall der Konzentrationsgrenzschicht der Filmtheorie entspricht.

7. Rieselfilmapparate werden auch zur Abgasreinigung eingesetzt. Zu diesem Zweck soll der Stofftransport in einem 2 m langen Rohr (di = 50 mm), in dem ein Volumenstrom von 0,2 m³/h reinen Wassers bei 34 °C (ρf = 993,5 kg/m³ νf = 10-6 m²/s) als laminarer Film herabrieselt und dabei reines CO2 konstant bei 10 bar absorbiert ( D CO 2 / H 2 O = 1,75 ⋅ 10-9 m²/s; ρ CO 2 = 17,5 kg/m³ = const.), berechnet werden. Der Stofftransportwiderstand der Gasphase kann vernachlässigt werden. a) Bestimmen Sie den Massenstrom der im Wasser absorbierten Komponente mit Hilfe des Stoffübergangskoeffizienten. b) Berechnen Sie den Massenstrom unter der Annahme, dass der Rieselfilm nach der halben Rohrlänge (1 m) wieder vollständig vermischt wird und danach weiter fließt. c) Berechnen Sie den Massenstrom unter der Annahme, dass der Volumenstrom des Wassers geteilt und parallel über zwei 1 m lange Rieselfilmapparate der gleichen Bauart (di = 5 cm) geführt wird. d) Wie sind die Unterschiede zu erklären? 8. In einem Laborrieselfilmapparat wird reines CO2 ( D CO 2 / H 2 O = 1,5 ⋅ 10-9 m²/s) in Wasser bei 20 °C absorbiert. Der übergehende Stoffstrom soll unter Verwendung der Penetrationstheorie bestimmt werden. Dieser Beschreibungsansatz gilt allerdings nur solange, bis die Konzentration der Übergangskomponente 1 % der Gleichgewichtskonzentration an der Phasengrenzfläche dort im Film erreicht hat, wo die Geschwindigkeit 95 % der Oberflächengeschwindigkeit beträgt. Bis zu welcher maximalen Filmlänge kann die Penetrationstheorie angewendet werden, wenn die Umfangsbelastung 1,1 m³/(m⋅h) beträgt? 9. Ein Volumenstrom trockener Luft von 24,8 m³/h soll bei 20 °C zu 99 % mit Wasserdampf ( D H 2 O / Luft = 2,5⋅ 10-5 m²/s) gesättigt werden. Dazu wird die Luft durch ein mit Wasser auf der Innenseite berieseltes Rohr (d = 0,05 m) geführt.

330


Für die Berechnung des Stoffübergangskoeffizienten kann folgende Beziehung nach Gilliland und Sherwood benutzt werden: Sh = 0,023 Re0,83 ⋅ Sc0,44

(2 ⋅ 103 < Re < 3,5 ⋅ 104) (0,6 < Sc < 2,5)

a) Welche Rohrlänge wird benötigt? b) Welche Rohrlänge ergibt sich, wenn ein Teilstrom der austretenden Luft, der genauso groß wie der Zuluftstrom ist, wieder zurückgeführt wird? 10. Ein Rieselfilm soll als Gaswäscher für SO2 (Komponente A) ausgelegt werden. Der Widerstand liegt in der Flüssigphase. Es ist zu untersuchen, ob eine Absorption gekoppelt mit einer Reaktion zweiter Ordnung, also A+B→C (NaOH als Reaktant B), besser oder schlechter ist als die rein physikalische Absorption von SO2 im Rieselfilm. Dem Wäscher wird kontinuierlich SO2-freies Wasser für den Betrieb des Reaktors zugeführt. a)

Wie groß ist die Konzentration von SO2 in der Phasengrenzfläche auf der Flüssigkeitsseite ( ρ SO 2f 0 ) für beide Systeme?

b) Wie groß ist die mittlere Konzentration von SO2 am Ende des Films mit Reaktion und ohne Reaktion? c) Wieviel SO2 kann der Luft stündlich entnommen werden? Vergleichen und diskutieren Sie beide Systeme. d) Bestimmen Sie den Verbrauch der Komponente B. Gegeben: ρ H 2 O = 1000 kg/m³

ρ SO 2 ,g = 0,4 mg/m³ = const.

~ M SO 2 = 64 kg/kmol

δ = 0,5 mm

D SO 2 /H 2 O = 1,6 ⋅ 10-9 m²/s

H* = 0,126

ν H 2 O = 1 ⋅ 10 m²/s

Da = 1000

B = 50 m

h = 40 m

-6

10.7 Literatur Allgemein Brauer H (1971a) Stoffaustausch. Verlag Sauerländer, Aarau Brauer H (1971b) Grundlagen der Einphasen- und Mehrphasenströmungen. Verlag Sauerländer, Aarau Brauer H (1985) Transport Processes in Liquid Films. In: Rehm HJ, Reed G (Hrsg) Biotechnology, Vol 2. VCH, Weinheim Killion JD, Garimella S (2001) A critical review of models of coupled heat and mass transfer in falling-film absorption. Int J of Refrigeration 24:755–797

10.7 Literatur

331

Speziell Adomeit P, Renz U (2000) Hydrodynamics of three-dimensional waves in laminar falling films. Int J Multiphase Flow 26:1183–1208 Alekseenko SV, Nakoryakov VE, Pokusaev BG (1994) Wave Flow of Liquid Films. Begell House, New York Brauer H (1956) Strömung und Wärmeübergang bei Rieselfilmen. VDI Forsch Heft 457, VDI Verlag, Düsseldorf Braun D, Hiby JW (1970) Der gasseitige Stoffübergangskoeffizient am Rieselfilm, Chem Ing Tech 42, 6:345–349 Davies EJ, van Ouwerkerk M, Venkatesh S (1979) An Analysis of the Falling Film GasLiquid Reactor. Chem Eng Sci 34:539–550 Gutsche B, Breucker C, Panthel G (2002) Thin-Film Reactors. In: Ullmann's Encyclopedia of Industrial Chemistry, 7. Aufl, Wiley-VCH, Weinheim Ishigai S, Nakanisi S, Koizumi T, Oyabi Z (1972) Hydrodynamics and heat transfer of vertical falling films. Bull JSME 15:594–602 Maun AH, Auracher H (2002) Local Heat Transfer and Wave Characteristics of a WaterEthylene Glycol Falling Film. In: Schindler FP (Hrsg) 1st International Berlin Workshop-IBW1 on Transport Phenomena with Moving Boundaries, Fortschr Ber VDI Reihe 3 Nr. 738, VDI Verlag, Düsseldorf Mersmann A (1986) Stoffübertragung. Springer, Berlin Heidelberg New York Miyara A (2000) Numerical simulation of wavy liquid film flowing down on a vertical wall and an inclined wall. Int J Therm Sci 39:1015–1027 Nußelt W (1916) Die Oberflächenkondensation des Wasserdampfes. VDI-Z 60:542–579 Sattler K (1995) Thermische Trennverfahren. VCH, Weinheim Schnabel G, Palen JW (2002) Wärmeübergang an senkrecht berieselten Flächen. In: VDIWärmeatlas, 9. Aufl, VDI-Verlag, Düsseldorf, Md 1–8 Schnabel G, Schlünder EU (1980) Wärmeübergang von senkrechten Wänden an nichtsiedende und siedende Rieselfilme. Verfahrenstechnik 14:79–83 Trambouze P, van Landeghem H, Wanquier JP (1988) Chemical Reactors. Editions Techniq, Paris Yih SM, Chen KY (1982) Chem Eng Commun 17:123–136

11 Partikelbewegung

Zuverlässige Kenntnisse über die Bewegungsgeschwindigkeiten von Partikeln in ruhenden Fluiden bzw. die Widerstandskraft auf Partikeln in strömenden Medien werden für eine große Zahl technischer Anwendungen benötigt. Typische Beispiele sind Sedimentationsvorgänge, Blasen- und Tropfensäulen sowie Fest/flüssig bzw. Gas/Flüssigkeits-Trennungen in Zyklonen. Darüber hinaus hängen Energieund Stoffaustauschvorgänge in starkem Maß von der Relativgeschwindigkeit zwischen Partikeln und kontinuierlicher Phase ab, so dass der Bewegungsgeschwindigkeit eine fundamentale Bedeutung zukommt. Zur Berechnung sämtlicher Transportvorgänge an starren oder fluiden Partikeln ist die Kenntnis des Strömungsfeldes an einer Partikel zwingend erforderlich. Handelt es sich um fluide Partikeln (Blasen, Tropfen), kann auch im Innern der Teilchen eine Strömung auftreten, die für die Transportprozesse z.T. erhebliche Bedeutung aufweist.

11.1 Stationäre Partikelbewegung 11.1.1 Feste Einzelpartikel Die physikalische Betrachtung feststoffhaltiger Strömungen basiert häufig auf dem vergleichsweise einfachen Widerstandsverhalten der Einzelpartikel, wobei als Modellkörper in der Regel die feste Kugel gewählt wird. Daher beginnt dieser Abschnitt mit dem Widerstandsverhalten der Einzelkugel. Die stationäre Partikelbewegung ist auf die Wirkung dreier Kräfte zurückzuführen: die Gewichtskraft FG, die Auftriebskraft FA und die Widerstandskraft FW. Für kugelförmige Partikeln gilt: FG = g ρ P

π 3 dP 6

(11.1)

FA = g ρ f

π 3 dP 6

(11.2)

π 2 wP2 dP 4 2

(11.3)

FW ≡ ζ ρ f


334

11 Partikelbewegung

Gleichung (11.3) stellt die Definitionsgleichung des Widerstandsbeiwerts ζ dar. Die Widerstandskraft setzt sich aus zwei Anteilen zusammen, der Druckkraft und der Reibungskraft. Die Druckkraft resultiert aus der Wirkung der auf die Partikeloberfläche gerichteten Normalkraft. Die Reibungskraft entsteht aufgrund der Wandschubspannungen, die auf die Oberfläche wirken. Die beiden Anteile sind stets gekoppelt. wP repräsentiert die für den Strömungswiderstand entscheidende Relativgeschwindigkeit zwischen Fluid und Partikel. Die absolute Geschwindigkeit der Partikelbewegung wabs ergibt sich aus der Überlagerung der PartikelgeH H H schwindigkeit wP und der Fluidgeschwindigkeit wf gemäß w abs = w P + w f . Aus den Gln. (11.1) bis (11.3) ergibt sich gemäß Kräftegleichgewicht Fw = FG - FA die stationäre Endgeschwindigkeit für kugelförmige Partikeln, die sogenannte Bewegungsgleichung: wP =

4 ρP − ρ f 1 gd P ρf ζ 3

(11.4)

Für ρP > ρf sinkt der Feststoff zu Boden, während er für ρP < ρf aufsteigt. Gleichung (11.4) gilt auch in rotierenden Systemen (z.B. Partikelabscheidung im Zentrifugalfeld einer Zentrifuge). Dort ist die Erdbeschleunigung durch die Zentrifugalbeschleunigung ω²R zu ersetzen. Die Bewegungsgleichung gilt allgemein für feste oder fluide Partikeln (Blasen und Tropfen). Während die Phasengrenzfläche bei festen Kugeln unbeweglich ist, kann sie bei fluiden Partikeln beweglich sein. Die besonderen Eigenschaften der Phasengrenzfläche werden durch den Widerstandsbeiwert ζ erfasst. Abb. 11.1 Grenzschicht w = wP w(r)

w(r=R) = 0 r

R

Abb. 11.1. Umströmung eines kugelförmigen Feststoffteilchens

11.1 Stationäre Partikelbewegung

335

zeigt die Umströmung einer festen Kugel in schematisierter Form. Im dargestellten Fall befindet sich die Kugel in Ruhe und wird von einer Flüssigkeit angeströmt. An der Kugelwand gilt aufgrund der Haftbedingung, dass die Flüssigkeitsgeschwindigkeit w(r = R) gleich null ist. Dies ist der entscheidende Unterschied bei der Bewegung von festen und fluiden Partikeln. Bei fluiden Partikeln treten i.A. endliche Geschwindigkeiten an der Phasengrenzfläche auf (s. Abschn. 11.1.2). Abbildung 11.2 zeigt das Widerstandsgesetz für die Umströmung fester Kugeln, das theoretisch und weitestgehend experimentell ermittelt wurde. Im Bereich der schleichenden Strömung, in dem Trägheitskräfte gegenüber den Reibungskräften vernachlässigt werden können, gilt das von [Stokes 1851] abgeleitete Widerstandsgesetz.

ζ =

24 Re

Re =

mit

wP d P

(11.5)

νf

Theoretische Überlegungen zeigen, dass dieses Widerstandsgesetz Gültigkeit nur im Bereich Re 1000 d* > 60

2

100

* w* = d 18

w * = 2d*

0,5

10-1

10-2 Gl. (11.12) 10-3 10-1

100

101

102

103

Dimensionsloser Partikeldurchmesser

Abb. 11.6. Dimensionslose Sinkgeschwindigkeit fester Kugeln

104

340

11 Partikelbewegung

w* =

d ∗2 18

(11.13)

während im Newtonschen Bereich (d* > 60) die Beziehung: w* = 2 d ∗1 / 2

(11.14)

Bezogene Vertikalgeschwindigkeit wz/wP

besteht. Der Widerstand ist i.A. stark durch Ablösungserscheinungen bedingt, die wiederum vom Turbulenzgrad der Grundströmung abhängig sind (s. beispielhaft Abb. 11.5). Dieser Turbulenzgrad, der das Umschlagen in die turbulente Grenzschicht begünstigen kann, beeinflusst dementsprechend auch die Größe des Widerstandsbeiwertes, im Normalfall allerdings nicht sehr stark. Tatsächlich unterscheidet sich der Widerstand eines Körpers, der sich durch ein ruhendes, turbulenzfreies Medium bewegt, von dem eines angeströmten Körpers, bei dem die Strömung einen merklichen Turbulenzgrad aufweist. In der Abb. 11.7 wird die Vertikalgeschwindigkeit wz bezogen auf die Partikelgeschwindigkeit wP in der Äquatorialebene für verschiedene Reynoldszahlen in Abhängigkeit von der Radialkoordinate dargestellt. Deutlich wird die Zunahme der Grenzschichtdicke mit abnehmender Reynoldszahl, wie dies analog bei der Plattenströmung (s. Kap. 5) auftritt. Diese Geschwindigkeitsfelder wurden mit

1,5 Äquatorialebene ηP/ηf → ∞ 0 10

1

10

1 = Re

0,5

0 ,1

0 0

1

2

3

4

5

6

7

8

Bezogene Radialkoordinate r/R

Abb. 11.7. Bezogene Vertikalgeschwindigkeit in der Äquatorialebene bei der Umströmung einer festen Kugel für unterschiedliche Reynoldszahlen


341

einem Computational Fluid Dynamics (CFD) Programm berechnet, in dem die Kontinuitätsgleichung (1.81) sowie die Navier-Stokes-Gleichungen (1.82, 1.84) numerisch gelöst wurden. In technischen Prozessen spielen kugelförmige Partikeln nur eine untergeordnete Rolle. Wesentlich häufiger treten unregelmäßig geformte Teilchen auf. Um den komplexen Einfluss der Partikelform auf die Bewegungsgeschwindigkeit zu erfassen, existieren zwei Ansätze. Im einfachsten Fall wird der Widerstandsbeiwert für Kugeln um einen bestimmten Betrag korrigiert. Dies kann mit Hilfe der in Tabelle 11.1 zusammengestellten, empirisch ermittelten Korrekturkoeffizienten kψ geschehen [Pettyjohn u. Christiansen 1948], indem die für volumengleiche Kugeln berechneten stationären Sinkgeschwindigkeiten mit einem Korrekturkoeffizienten kψ multipliziert werden, und zwar a) im Stokes-Bereich: w P = kψ , St

( ρ P − ρ f ) d V2 g

(11.15a)

18η

Tabelle 11.1. Formkorrekturkoeffizienten kψ für die stationäre Sinkgeschwindigkeit [Pettyjohn u. Christiansen 1948] Körperform

Formfaktor ψ

Formkorrekturkoeffizienten kψ,St kψ,N

Kugel

äquivalenter Kugeldurchmesser dV d

1

1

1

Würfel

1,241a

0,806

0,92

0,56

Parallelepiped a x a x 2a a x 2a x 2a a x 2a x 3a a x a x 0,1a a x a x 0,01a

1,563a 1,970a 2,253a 0,576a 0,267a

0,767 0,761 0,725 0,435 0,110

0,90 0,89 0,88 0,70 0,19

0,52 0,51 0,48 0,30 0,15

Zylinder h = 2d h= d h = 0,5d h = 0,15d h = 0,01d

1,442d 1,145d 0,909d 0,608d 0,247d

0,831 0,875 0,826 0,570 0,120

0,93 0,95 0,93 0,79 0,22

0,58 0,64 0,58 0,38 0,15

d; h Durchmesser der Basisfläche bzw. Höhe des Zylinders

342

11 Partikelbewegung

b) im Newton-Bereich: w P = kψ , N

3 g dV ( ρ P − ρ f )

(11.15b)

ρf

Die Berechnungen basieren auf dem äquivalenten Kugeldurchmesser: æ

dV = ç

6

èπ

ö

1/ 3

⋅V p ÷

(11.16)

ø

Der zweite Berechnungsansatz besteht in einer allgemeingültigen Gleichung für den Widerstandsbeiwert nichtkugelförmiger Teilchen. Da die Bahnen unregelmäßiger Teilchen sehr kompliziert sein können, man denke nur an herabfallende Blätter und ihre teilweise schaukelnden bzw. taumelnden Bewegungen, ist eine umfassende Beschreibung kaum zu erwarten. Zur Berechnung wird der sogenannte Formfaktor oder die Sphärizität

ψ≡

A0 K , A0 P

(11.17)

herangezogen, also das Verhältnis der Oberfläche A0K einer volumengleichen Kugel zur tatsächlichen Teilchenoberfläche. Aus der Vielzahl vorliegender Gleichungen (zum Überblick s. z.B. [Chhabra et al. 1999]) kann folgende Beziehung [Haider u. Levenspiel 1989] am ehesten empfohlen werden:

{

24 1 + [8,1716 exp (− 4,0655 ψ )] ⋅ Re 0,0964 + 0,5565 ψ Re 73,69 ⋅ Re ⋅ exp (− 5,0748ψ ) + Re + 5,378 exp (6,2122ψ )

ζ =

} (11.18)

Hierin sind wiederum der äquivalente Kugeldurchmesser (Gl. (11.16)) sowie die Sphärizität (Gl. (11.17)) zu verwenden. Die Genauigkeit der Gleichung nimmt mit geringer werdender Sphärizität ab. In einem breit angelegten Vergleich mit Messdaten [Chhabra et al. 1999] wurde eine mittlere Abweichung von ca. 20 % festgestellt bei Maximalwerten von etwa 100 %. Einen Vergleich mit dem Widerstandsbeiwert einer Kugel zeigt Abb. 11.2 für zwei verschiedene Sphärizitäten. 11.1.2 Fluide Partikeln Im Gegensatz zu festen Teilchen besitzen fluide Partikeln (Blasen, Tropfen) i.A. eine bewegliche Phasengrenzfläche. Im Innern der Partikeln kann als Folge der Teilchenumströmung eine Zirkulationsströmung ausgelöst werden (s. Abb. 11.8 und 11.9). Des weiteren ist die geometrische Form fluider Teilchen veränderlich. Bei niedrigen Partikeldurchmessern liegt die Kugelform vor. Wird eine bestimm-


343

Grenzschicht w = wP

Innenwirbel

w(r)

R r

Abb. 11.8. Geschwindigkeitsfeld bei der Umströmung einer kugelförmigen Gasblase

te, von den Stoffeigenschaften abhängige Größe überschritten, so beginnt die Partikel sich infolge der durch die Bewegung auftretenden Kräfte zu deformieren und Formschwingungen auszuführen. Hierbei stellen sich zuerst annähernd ellipsoide Partikeln ein, die mit zunehmender Größe in regellos geformte Blasen oder Tropfen übergehen. In Abb. 11.10 sind typische geometrische Formen dargestellt.

Abb. 11.9. Interne Strömung in einem kugelförmigen Tropfen bei unterschiedlichen Sinkgeschwindigkeiten ([Savic 1953] aus [Clift et al. 1978]), Tropfendurchmesser 17,7 mm; Sinkgeschwindigkeit 1,16 cm/s

344

11 Partikelbewegung

a)

b)

d)

c)

Abb. 11.10. Schematisierte Blasenformen: a) Kugelblase ohne innere Zirkulation, b) Kugelblase mit innerer Zirkulation, c) ellipsoidische Blase, d) regellos geformte Blase

Ab einer bestimmten Größe werden die Teilchen schließlich instabil und zerteilen sich. Diese Deformationen, Schwingungen und Zerteilvorgänge werden durch die an der fluiden Partikel angreifenden Kräfte ausgelöst. Neben den dargestellten Formen existieren noch weitere insbesondere für instabile Partikeln (s. Abb. 11.13). Die Stabilität einer fluiden Partikel hängt vom Verhältnis der Oberflächenkraft zur Widerstandskraft und damit zur Differenz zwischen Gewichts- und Auftriebskraft ab. Gemäß Kräftegleichgewicht muss für die größte, gerade noch stabile Partikel (Index E) gelten: Oberflächenkraft Fσ = Gewichtskraft-Auftriebskraft (FG – FA) oder d Eπσ =

π 3 d E Δρ g 6

(11.19)

Der größte stabile Partikeldurchmesser dE ergibt sich hieraus zu: d E = 2,45

σ Δρ ⋅ g

(11.20)

Die Auswertung einer Vielzahl unterschiedlicher Messergebnisse [Mersmann 1977] führt zu einem etwas höheren Wert für den konstanten Faktor: dE = 3

σ Δρ ⋅ g

(11.21)

Der Partikeldurchmesser wurde in diesen experimentellen Untersuchungen als der Durchmesser der volumengleichen Kugel (Gl. (11.16)) bestimmt, da die tatsächliche Teilchenform stark unregelmäßig und keine andere repräsentative Längenangabe möglich ist. Grundsätzlich können auch noch Partikeln auftreten, deren Abmessungen größer sind. Die Wahrscheinlichkeit, dass sie im Laufe ihrer Bewegung in der kontinuierlichen Phase zerfallen, ist allerdings hoch. Die Beziehung (11.21) ist für eine niedrigviskose, kontinuierliche Phase gültig. Experimentelle Ergebnisse mit hochviskosen Medien (bis 10.000 mPas) zeigen, dass die berechneten Werte für dE dann um bis zu 70 % zu niedrig sind [Mersmann 1977]. Die Beschreibung der Partikelbewegung erfolgt wie bei festen Kugeln durch Verwendung der Bewegungsgleichung Gl. (11.4). Die Ermittlung des zugehörigen


345

Widerstandsbeiwertes erfolgt i.A. experimentell. Lediglich für den Bereich der schleichenden Strömung lässt sich durch Lösung der Navier-Stokes Gleichungen folgendes Widerstandsgesetz herleiten (aufgestellt von [Hadamard 1911] und [Rybszynski 1911]): 2 +η P / ηc 24 3 ζ = Re 1 + η P / η c

(11.22)

Für Gasblasen in einer Flüssigkeit gilt ηc >> ηP, so dass aufgrund der beweglichen Phasengrenzfläche der Widerstandsbeiwert nur 2/3 des Wertes für starre Kugeln annimmt, also ζ = 16/Re. Für Tropfen in einem Gas bzw. für feste Kugeln gilt ηc > ηc ) gegenüber dem System Blasen in einer Flüssigkeit zu anderen Gesetzmäßigkeiten. Solange gilt d T ≤ 30

3

η c2 , ρ c g Δρ

nehmen Tropfen Kugelform an. Größere Tropfen verformen sich und werden bei dT nach Gl. (11.21) instabil. Die Maximalgeschwindigkeit größter Tropfen berechnet sich nach:

Bezogene Vertikalgeschwindigkeit wz/wP

wE = 2

4

g Δρσ

(11.29)

ρ c2

1 Re = 10-1 Re = 100 Re = 101 Re = 102

Äquatorialebene ηP/ηc = 0,1

0,5 0 -0,5 -1 -1,5 0

0,5

1

1,5

2

2,5

3

3,5

4

Bezogene Radialkoordinate r/R

Abb. 11.14. Geschwindigkeitsfeld bei der Umströmung einer kugelförmigen fluiden Partikel

350

11 Partikelbewegung

Allgemein lässt sich die Sinkgeschwindigkeit kugeliger Tropfen mit den Gesetzmäßigkeiten der festen Kugeln berechnen. Aufgrund der hohen Viskosität der dispersen Phase gegenüber derjenigen des umgebenden Gases kann der Impulstransport über die Phasengrenzfläche vernachlässigt werden.

11.2 Instationäre Partikelbewegung Für technische Prozesse ist häufig neben der stationären Endgeschwindigkeit auch der instationäre Vorgang der Partikelbeschleunigung bedeutsam. So beispielsweise, wenn zur Abtrennung von Partikeln aus einem Gasstrom eine Änderung der Strömungsrichtung vorgenommen wird, mit dem Ziel, die Teilchen aufgrund ihrer Trägheit abscheiden zu können. Ein weiteres Beispiel ist die Sprühtrocknung (s. Abb. 6.19). In diesem Prozessschritt werden feuchte Partikeln in einen beheizten Gasstrom eingesprüht, um während des Fallweges getrocknet zu werden (s. Abschn. 6.7). Derartige Apparate müssen sehr exakt ausgelegt werden, da nicht vollständig getrocknete Teilchen zu einer breiartigen Masse führen würden, die nicht mehr aus dem Apparat gefördert werden könnte. Die genaue Dimensionierung setzt die Berücksichtigung des instationären Fallvorgangs voraus. Das Kräftegleichgewicht muss bei der instationären Bewegung um einen Trägheitsterm erweitert werden und lautet daher: FT = FG - FA - Fw

ρf 2 dw P (11.30) = VP ( ρ P − ρ f ) ⋅ g − ζ b w P AP 2 dt Hierbei stellt wP die Relativgeschwindigkeit zwischen der Partikel und dem umgebenden Fluid dar. Für den hier betrachteten Fall kugelförmiger Teilchen ergibt sich folgende Differentialgleichung: ρ PV P

ρf ρf 3 dwP = (1 − wP2 ) ⋅ g −ζ b dt ρP ρ P 4d P

(11.31)

Die notwendige Randbedingung zur Lösung dieser Gleichung stellt der Anfangswert wP (t=0) dar. Die Lösung von Gl. (11.31) hängt allerdings auch von der Bewegung des Fluids ab. Es resultiert hieraus ein System gekoppelter Differentialgleichungen, die über Anfangs- und Randbedingungen miteinander verknüpft sind. Der Widerstandsbeiwert ζb in Gl. (11.30) ist daher derjenige für die instationäre Bewegung und unterscheidet sich demzufolge von dem der stationären Bewegung. Um dennoch zu einer einfach zu handhabenden Gleichung zu kommen, ohne den Aufwand einer Simulation mit einem CFD-Programm, wird bei der zu beschleunigenden Masse noch ein Teil des umgebenden Fluids berücksichtigt. Diese als "scheinbare" bzw. "virtuelle" Masse bezeichnete Fluidmasse hängt von der Geometrie und der Orientierung der Teilchen ab. Bei kugelförmigen Partikeln entspricht das Volumen des mitbeschleunigten Fluids dem halben Teilchenvolumen.

11.2 Instationäre Partikelbewegung

351

Durch Einführung eines Koeffizienten α für den Volumenanteil des mitbeschleunigten Fluids ergibt sich eine leicht modifizierte Differentialgleichung für die zeitabhängige Partikelbewegung:

ρP − ρ f ρf dw P 3 g −ζ wP 2 = dt ρ P +α ρ f ρP +α ρf 4 d P

(11.32)

Gemäß der gewählten Vereinfachungen wird dann der für die stationäre Partikelbewegung ermittelte Widerstandsbeiwert eingesetzt. Insgesamt ist das Gleichungssystem nur mit numerischen Methoden lösbar. Gleichung (11.31) lässt sich auch dimensionslos darstellen, d Reb 3 ρ ∗ ζ (1 − ρ ∗ ) 2 + Re − Ga =0 b d Fo 4 (1 + α ρ∗) (1 + α ρ∗ )

(11.33)

wobei folgende Definitionen angewendet werden: Ga ≡

Fo ≡

g d P3 ρ 2f

η 2f ηf t ρ f d P2

Galileizahl

(11.34a)

Fourierzahl

(11.34b)

ρ∗ = ρ f / ρP

(11.34c)

Abbildung 11.15 zeigt Ergebnisse dieser numerischen Rechnung in Form der bezogenen instationären Reb-Zahl als Funktion der Fourierzahl für unterschiedliche Galileizahlen. Der stationäre Endwert ergibt sich aus Gl. (11.4) unter Berücksichtigung von Gl. (11.6) bzw. (11.7). Ausgangspunkt der Berechnung ist die Annahme, dass wP (t=0) = 0 ist. Mit steigender Fourierzahl wird demzufolge Reb zunehmend größer, bis der stationäre Endwert erreicht wird. Eine näherungsweise Berechnung des dargestellten Zusammenhangs lässt sich für den Stokesschen Bereich ausführen, wenn Gl.(11.32) unter Einbeziehung der "scheinbaren Masse" des Teilchens betrachtet wird. Hierzu wird für den Widerstandsbeiwert 24/Reb eingesetzt und die Differentialgleichung integriert. Als Ergebnis dieser Rechnung folgt: Reb ρ ∗ ∗

Ga (1 − ρ )

=

ρ∗ 1 [1 − exp(−18 Fo )] 18 (1 + α ρ ∗ )

(11.35)

Der zugehörige Kurvenverlauf ist in Abb. 11.15 ebenfalls eingezeichnet und unterscheidet sich von demjenigen für Re ≤ 0,1 nicht sehr wesentlich. Generell sind die Werte nach Gl. (11.35) etwas höher als die Ergebnisse der numerischen Rechnung und die stationäre Endgeschwindigkeit wird demzufolge deutlich früher erreicht.

352

11 Partikelbewegung

bezogene Reynoldszahl

Reb Ga (1 - ρ*) / ρ*

10-1 ρ∗ = ρf / ρP = 0,3 Ga < 1; Re < 0,1 α = 0,5 10-2

Ga = 500; Re = 27,5

α=0 Ga = 21200; Re = 322

10-3 numerische Lösung [Brauer 1979] Gl. (11.35) für Re < 0,1 10-4 10-3

10-2

10-1

100

101

Fourierzahl Fo

Abb. 11.15. Abhängigkeit der bezogenen Reynoldszahl von der Fourierzahl für die instationäre Partikelbewegung

Der von einer Partikel instationär zurückgelegte Weg ergibt sich durch Integration der momentanen Partikelgeschwindigkeit bzw. der Reynoldszahl über die Zeit. In dimensionsloser Schreibweise bedeutet dies: Fo

hb = ò Reb dFo dP 0

(11.36)

Die Bewegungsabläufe von Partikeln werden noch etwas komplexer, wenn außer einer vertikalen noch eine horizontale Geschwindigkeitskomponente auftritt. In diesen Fällen kommt es zu gekrümmten Bahnen. Die Behandlung dieser Bewegung verläuft allerdings vollständig analog zu den vorgestellten Betrachtungen zur vertikalen Bewegung. Auf weitergehende Ausführungen wird deshalb an dieser Stelle verzichtet.

11.3 Bewegung von Partikelschwärmen Im Rahmen technischer Anwendungen treten Partikeln nur in den seltensten Fällen einzeln auf, üblicherweise liegen sie in Form von Partikelschwärmen vor. Diese Feststellung gilt sowohl für gasförmige, flüssige oder feste Teilchen.

11.3 Bewegung von Partikelschwärmen

353

11.3.1 Feste Partikeln Zwischen der Bewegung einer absinkenden einzelnen Partikel und einer in einer Suspension befindlichen Partikel besteht ein wesentlicher Unterschied. Bei einem einzelnen Teilchen kann mit hinreichender Genauigkeit angenommen werden, dass es sich in einer ruhenden Flüssigkeit bewegt. Bei einer sedimentierenden Suspension verdrängt indessen der absinkende Feststoff die Flüssigkeit in so starkem Maße, dass jedes Teilchen in einer aufwärts strömenden Flüssigkeit absinkt. Daher ist die Sinkgeschwindigkeit wss einer Partikel, die sich in einer Suspension befindet, kleiner als die stationäre Sinkgeschwindigkeit ws einer Einzelpartikel, welche sich in einer ruhenden Flüssigkeit bewegt. Die Sinkgeschwindigkeit der in einer Suspension befindlichen Teilchen wird noch durch einen zweiten Einfluss, den erhöhten Impulstransport, behindert. Der Einfluss des Impulstransportes lässt sich am einfachsten erklären, wenn man die Bewegung einer Kugel in einer unendlich und in einer endlich ausgedehnten Flüssigkeit betrachtet. In Abb. 11.16a sind die Sinkbewegung einer Kugel in einer unendlich ausgedehnten Flüssigkeit und die dabei auftretenden Geschwindigkeiten dargestellt. Der Flüssigkeit ist eine Aufwärtsgeschwindigkeit von der Größe w f aufgeprägt, wie sie auch bei der Sedimentation infolge der Verdrängungsströmung vorhanden ist. Es muss rein formal eine mittlere Geschwindigkeit betrachtet werden, da keine konstante Geschwindigkeit der fluiden Phase vorliegt. Dann ist die absolute Sinkgeschwindigkeit der Kugel wabs für einen ortsfesten Beobachter gegeben durch:

wf w=0

wP a) unendlich ausgedehnte, aufwärts strömende Flüssigkeit

wabs b) enger Strömungskanal, aufwärts strömende Flüssigkeit

Abb. 11.16. Geschwindigkeitsfeld um eine feste Kugel in einer aufwärts gerichteten Strömung. a) bei unendlicher Ausdehnung der Flüssigkeit, b) in einem engen Strömungsquerschnitt

354

11 Partikelbewegung H

H

H

(11.37)

w abs = w P + w f

Nach unten gerichtete Geschwindigkeiten seien positiv. Betrachtet man nun die Kugelbewegung in einem verhältnismäßig engen Strömungskanal, dann erhält man die in Abb. 11.16b schematisierte Geschwindigkeitsverteilung. Durch die Partikelbewegung wird Flüssigkeit verdrängt, so dass das Geschwindigkeitsprofil in der Flüssigkeit ein wesentlich stärker ausgeprägtes Maximum erhält. Dadurch wird der Geschwindigkeitsgradient an der Partikeloberfläche wesentlich höher, und damit nimmt der Impulstransport zu. Man kann daher die Bewegung der Kugel in dem Kanal auch so betrachten, als erfolge sie in einer Flüssigkeit mit erhöhter innerer Reibung, also erhöhter Viskosität, so dass die Sinkgeschwindigkeit wP erniedrigt wird. Diese Vorstellung lässt sich auf die Bewegung der Kugeln innerhalb einer Suspension übertragen. Dabei treten jedoch wesentlich verwickeltere Geschwindigkeitsverteilungen auf, die noch dazu zeitlich veränderlich sind, da die feste, stetige Kontur der Wand durch die nur während begrenzter Zeitabschnitte vorhandenen Kugeloberflächen ersetzt werden muss. Zum besseren Verständnis der innerhalb des Schwarms ablaufenden physikalischen Vorgänge dient die nachfolgend erläuterte einfache Modellvorstellung [Zehner 1988] zum Absinken eines Schwarms unter alleiniger Berücksichtigung des Verdrängungseffekts. Ausgangspunkt ist ein Partikelschwarm, der von einer Flüssigkeit durchströmt und gerade in der Schwebe gehalten wird. Im Falle eines sedimentierenden Schwarms wird diese Flüssigkeitsströmung durch die Verdrängung des Fluids durch den Feststoff hervorgerufen. Der betrachtete Partikelschwarm sei monodispers (d.h. sämtliche Partikeln besitzen denselben Durchmesser) und weise eine gleichmäßige kubische Anordnung auf (s. Abb. 11.17). Es wird angenommen, dass analog zur Einzelkugel die maximale Geschwindigkeit Seitenansicht

Draufsicht

wP

L

δ

wP

L

dP L vf

Abb. 11.17. Kubische Ordnung als Modell für die Durchströmung von Partikelschwärmen


355

der Partikelumströmung der Sinkgeschwindigkeit der Einzelpartikel wP entspricht. Diese stellt sich im Schwarm in den kleinsten verbleibenden Flächen zwischen den Partikeln ein. Der kleinste freie Flächenanteil f ≡ Afrei/Ages zwischen den Kugeln berechnet sich für die gewählte Anordnung gemäß Abb. 11.17: f ≡

A frei A ges

= 1−

π dP 2 ( ) 4 L

(11.38)

Damit lässt sich das Verhältnis der zur Aufrechterhaltung der dargestellten Schwarmstruktur notwendigen Leerrohrgeschwindigkeit vf zur Sinkgeschwindigkeit der Einzelkugel aus Kontinuitätsgründen bestimmen: vf wP

= 1−

π dP 2 ( ) 4 L

(11.39)

In Verbindung mit dem Feststoffvolumenanteil ϕV

ϕV =

VP π dP 3 = ( ) , V ges 6 L

(11.40)

aus dem sich das Verhältnis dP/L ermitteln lässt, erhält man den Ausdruck: vf wP

= 1 − 1,2 ϕ V 2 / 3

(11.41)

Im Fall des absinkenden Partikelschwarms ist für vf die Schwarmsinkgeschwindigkeit wss einzusetzen. Tatsächlich liefert Gl. (11.41) lediglich für kleine ϕV sinnvolle Werte. Dies ist aufgrund des stark vereinfachten Ansatzes auch leicht verständlich. Folgende Aspekte, die für den Bewegungsvorgang von Bedeutung sind, wurden nicht berücksichtigt: -

-

Unregelmäßige Ordnung des Partikelverbandes. Erhöhung des Impulstransports im Schwarm durch höhere Geschwindigkeitsgradienten. Auswirkungen der Turbulenz in der Fluidströmung. Scheinbare Vergrößerung der Partikelabmessungen aufgrund der Grenzschicht, die zu höheren Fluidgeschwindigkeiten in den engsten Querschnitten und damit niedrigere Werte für wss/wP führt. Polydisperses Partikelsystem.

Für die Erfassung der Schwarmsinkgeschwindigkeit monodisperser Partikeln wurde eine Reihe von Gleichungen abgeleitet. In Abb. 11.18 werden gemessene Werte für wss/wP als Funktion der Feststoffkonzentration dargestellt. Ebenfalls eingetragen sind die Ergebnisse einer halbtheoretischen sowie einer empirischen Gleichung [Brauer 1971]:

356

11 Partikelbewegung

bezogene Schwarmgeschwindigkeit wss / wP

1 Messwerte Kugeln Re < 0,21 aus [Brauer 1979] Gl. (11.42) Gl. (11.43) (für 103 < Re < 105)

0,8

Ne wt on sc he rB er ei ch

0,6

0,4

0,2 Stokesscher Bereich 0

0

0,2

0,4

0,6

Feststoffanteil ϕV

Abb. 11.18. Auswirkungen des Feststoffanteils auf die Schwarmsinkgeschwindigkeit für Re < 0,21

wss = wP

1 − ϕV é ê1 + ëê

ù é ú ê1 + (1 − ϕ V ) 2 ûú ê ë

ϕV

1,2 1 + (π /(12 ϕ V ))

ù ú ú 2 − 0,5 û

(11.42)

bzw. die häufig verwendete, von [Richardson u. Zaki 1954] aufgestellte Beziehung wss = (1 − ϕ V ) m wP

(11.43)

mit m = 4,65 im Stokesschen Bereich bzw. m = 2,2 für den Newtonschen Bereich und m = 5,5 Ar

− 0,06

æ = 5,5 ç ç è

Δρ gd P3 ρ f ν 2f

ö ÷ ÷ ø

−0,06

(11.44)


357

im Übergangsbereich. Die unterschiedlichen Exponenten resultieren im Wesentlichen aus den unterschiedlichen Grenzschichtdicken, die die Partikeln scheinbar vergrößern. Die laminare Grenzschicht ist wesentlich dicker als diejenige im turbulenten Fall. Laminar umströmte Partikel bewirken damit eine größere Verdrängung und so ein geringeres Geschwindigkeitsverhältnis wss/wP. 11.3.2 Fluide Partikeln Im Fall fluider Partikel ist der Phasenanteil der dispersen Phase ϕv eine sich selbst einstellende Größe. Bestimmt wird der Phasenanteil sowohl von der Partikelgeschwindigkeit als auch der Leerrohrgeschwindigkeit der dispersen Phase vd. Die Aufstiegsgeschwindigkeit fluider Partikeln im Schwarm ergibt sich im stationären Fall aus dem Gleichgewicht zwischen Widerstands- und den um die Gewichtskraft reduzierten Auftriebskräften. Dieses Gleichgewicht wird für den größten Durchmesser dE formuliert, weil die größten Partikeln die Fluiddynamik in einer solchen Blasen- oder Tropfensäule bestimmen. Hierbei ist zu berücksichtigen, dass die Dichtedifferenz zwischen fluiden Partikeln und der Dispersion sich berechnet gemäß: ( Δρ ) Disp = ρ Disp − ρ d = ϕ v ρ d + (1 − ϕ v ) ρ c − ρ d = (1 − ϕ v )( ρ c − ρ d )

(11.45)

Hierbei wird die Dichte der Dispersion bestimmt gemäß:

ρ Disp =

md + mc ρ V ρ V = d d + c c = ϕ V ρ d + (1 − ϕ V ) ρ c Vd + Vc V d + Vc V d + V c

Das Kräftegleichgewicht (Gln. (11.1–3) lautet demzufolge:

ζ ES

d E2 π w P2 ρ c d E3 π d 3π = (Δρ ) Disp g = E Δρ (1 − ϕ V ) g 4 2 6 6

(11.46)

wobei ζES den Widerstandsbeiwert der größten stabilen fluiden Partikel im Schwarm kennzeichnet. Aufgrund der Kontinuitätsbedingung gilt: wP =

vd ϕv

(11.47)

und damit für den Widerstandsbeiwert im Schwarm:

ζ ES =

(1 − ϕ V ) ⋅ ϕ V2 4 Δρ gd E 3 ρc v d2

Unter Verwendung von Gl. (11.4) ergibt sich hieraus

(11.48)

358

11 Partikelbewegung

ζ ES = ζ E ϕ V2 (1 − ϕ V )

wE2

(11.49)

v d2

bzw.

ϕ V (1 − ϕ V )1 / 2 =

vd wE

ζ ES ζE

(11.50)

Da die Aufstiegsgeschwindigkeit im Schwarm wP kleiner als wE ist (ϕV > 0), gilt wE ≠ vd/ϕV. Ein Vergleich gemessener Ergebnisse des Volumenanteils ϕV mit Werten nach Gl. (11.46) unter der Annahme, dass ζES ≈ ζE ist, zeigt für das System H2O/Hg eine befriedigende Übereinstimmung (s. Abb. 11.19). Allerdings ist insbesondere bei größeren Belastungen vd/wE der Dispersphasenanteil ϕV des Systems Toluol in Wasser z.B. größer und des Systems Luft in Wasser kleiner als nach Gl. (11.50). Eine genaue Beziehung lässt sich nur durch Anpassen der Messergebnisse erreichen. Dies wird beispielhaft in Kapitel 19 (Blasensäulen) dargestellt.

Volumenanteil ϕV

100

10-1

Gl. (11.50) Toluol / Wasser Wasser / Quecksilber Luft/ Wasser Luft / Propandiol 10-2 10-2

10-1 bezogene Belastung

100

101

vd wE

Abb. 11.19. Volumenanteil der dispersen Phase abhängig von der bezogenen Belastung (nach [Mersmann 1977])

11.4 Aufgaben

359

11.4 Aufgaben 1. Eine Hohlkugel mit einem Druchmesser von 5 mm und einer Masse von 0,05 g durchfällt eine Flüssigkeit mit einer Geschwindigkeit von 5 ⋅ 10-3 m/s. Die Flüssigkeitsdichte beträgt 900 kg/m³. Berechnen Sie die Zähigkeit der Flüssigkeit, die Widerstandskraft und den Widerstandsbeiwert. 2. Bestimmen Sie die Sinkgeschwindigkeiten und Widerstandsbeiwerte einer kugelförmigen Partikel mit einem Durchmesser von 3 mm und einer Dichte von 1,2 ⋅ 103 kg/m³ in Wasser, unter der Annahme, dass die Partikel a) fest, b) fluid ist (ηf = 10-3 Pas, σ = 0,03 N/m) und c) sich in einem monodispersen Schwarm mit einem Feststoffvolumenanteil von 0,1 bewegt. 3. Zur Zeit t = 0 beginnt in einem weiten, mit Glycerin (ρf = 1260 kg/m³, ηf = 1,47 kg/(ms)) gefüllten Gefäß eine Glaskugel (ρP = 2500 kg/m³) mit dem Durchmesser 0,6 cm unter der Wirkung der Schwerkraft zu sinken. Der Koeffizient α zur Berücksichtigung des mitgeschleppten Flüssigkeitsvolumens beträgt für eine Kugel 0,5. Es wird angenommen, dass die Sinkbewegung im Stokesschen Bereich stattfindet. a) Stellen Sie anhand der vier wirkenden Hauptkräfte die Bewegungsgleichung auf. b) Wie lange dauert es, bis die Geschwindigkeit der Kugel 99 % der Endfallgeschwindigkeit w∞ erreicht hat? c) Welche Zeit benötigt die Kugel, um nach Erreichen der stationären Geschwindigkeit einen Weg von 50 cm zurückzulegen? d) Überprüfen Sie die Anwendbarkeit der Stokesschen Widerstandsbeziehung für die berechneten Werte. e) Wie groß darf der Durchmesser der Glaskugel höchstens sein, wenn sich die Kugel in einem mit Wasser von 20 °C gefüllten Gefäß im Bereich der schleichenden Strömung bewegen soll. 4. Gemahlene Kohle (kugelförmige Körner mit einem Durchmesser von 10-4 m, ρP = 1400 kg/m³) soll im Anschluss an einen hydraulischen Fördervorgang in einem Absetzbecken vom Wasser bei 20 °C getrennt werden. Für das Klärbecken steht eine Fläche von A = 30 m² zur Verfügung. Der Absetzvorgang soll als ideale Sedimentation behandelt werden, wobei der anfängliche Feststoffvolumenanteil der Trübe ϕV = ϕV0 im Becken als räumlich und zeitlich konstant angenommen wird. Für den Feststoffvolumenanteil im Sediment soll der Wert ϕVS = 0,525 angenommen werden.

360

11 Partikelbewegung

Welcher Feststoffvolumenanteil ist zu wählen, damit die Sedimentationsschichthöhe hS nach vollständiger Trennung des Kohle/Wasser-Gemisches nicht größer als 10 % der Beckenhöhe H wird? 5. In dem Nachklärbecken einer kommunalen Kläranlage (L x B = 8 m x 2,5 m) sollen Bakterienflocken (Annahme: kugelig) durch Sedimentation vom gereinigten Wasser getrennt werden. Der eintretende Belebtschlamm (Suspension) hat einen Massenanteil an Bakterien von 0,5 %. 8 % der Fläche des Nachklärbeckens werden für die Suspensionsverteilung benötigt, sie stehen also nicht als aktive Sedimentationsfläche zur Verfügung. Gesucht ist der maximal zulässige Durchsatz an Suspension in t/h, wenn Flocken von dP = 5 μm noch abgeschieden werden sollen. Der Massenanteil im abgeschiedenen Klärschlamm beträgt 1,2 %; im Ablauf sei kein Klärschlamm mehr vorhanden. Hinweis: Bei derart niedrigen Massenanteilen beeinflussen sich die Partikel in ihrer Bewegung nicht. Gegeben: ρP = 2240 kg/m³ ρ H 2 O = 1000 kg/m³

η H 2 O = 1 mPa s a)

Berechnen Sie die Sinkgeschwindigkeit einer Partikel mit dP = 5 μm. Hinweis: Beachten Sie die Größe der Partikel (Annahmen für die Rechnung). b) Berechnen Sie den maximal zulässigen Eingangsmassenstrom in t/h über die Verweilzeit tv.

11.5 Literatur Allgemein Bird RB, Stewart WE, Lightfoot EN (2002) Transport Phenomena. 2. Aufl, John Wiley & Sons, New york Brauer H (1971) Grundlagen der Einphasen- und Mehrphasenströmungen. Verlag Sauerländer, Aarau Brauer H (1979) Particle/Fluid Transport Processes. In: Fortschritte der Verfahrenstechnik, Band 17, VDI-Verlag, Düsseldorf Clift R, Grace JR, Weber ME (1978) Bubbles, Drops and Particles. Academic Press, New York Grassmann P (1983) Physikalische Grundlagen der Verfahrenstechnik. 3. Aufl, Verlag Sauerländer, Aarau Mersmann A (1977) Auslegung und Maßstabsvergrößerung von Blasen- und Tropfensäulen. Chem Ing Tech 49, 9:679–691

11.5 Literatur

361

Räbiger N, Schlüter M (2002) Bildung und Bewegung von Tropfen und Blasen. In: VDI (Hrsg) VDI-Wärmeatlas, 9. Aufl, VDI-Verlag, Düsseldorf, Lda 1–16 Sadhal SS, Ayyaswamy PS, Chung JN (1997) Transport Phenomena with Drops and Bubbles. Springer, Berlin Heidelberg New York Speziell Bearman PW, Harvey JK (1976) Golf Ball Aerodynamics. In: Aeronautical Quarterly, Nr 27, S 112–122 Brauer H, Mewes D (1972) Chem Ing Tech 44:865–868 Chhabra RP, Agarwal L, Sinha NK (1999) Drag on non-spherical particles: an evaluation of available methods. Powder Technol 101:288–295 Davies RM, Taylor GI (1950) The mechanics of large bubbles rising through extended liquids in tubes. Proc Roy Soc London Ser A, 200, S 375–390 Eck B (1960) Technische Strömungslehre. Springer, Berlin Heidelberg New York Grace JR, Wairegi T, Nguyen TH (1976) Shapes and velocities of single drops and bubbles moving freely through immiscible liquids. Trans Instn Chem Engrs 54:167–173 Hadamard J (1911) Mouvement permanent lent d'une sphére liquide et visquese dans un liquide visqueux. C R Acad Sci Paris 152:1735–1743 Haider AM, Levenspiel O (1989) Powder Technol 58:63 Martin H (1980) Wärme- und Stoffübertragung in der Wirbelschicht. Chem Ing Tech 52, 3:199–209 Mersmann A, Beyer von Morgenstern I, Deixler A (1983) Deformation, Stabilität und Geschwindigkeit fluider Partikeln. Chem Ing Tech 55:865–867 Peebles FN, Garber HJ (1953) Studies of the motron of gas bubbles in liquids. Chem Eng Progr 49:88–97 Pettyjohn ES, Christiansen EB (1948) Effect of particle shape on free-settling rates of isometric particles. Chem Eng Progr 44, 2:157–172 Richardson JF, Zaki WN (1954) Trans Inst Chem Engrs 32:35–53 Rybczynski W (1911) Über die fortschreitende Bewegung einer flüssigen Kugel in einem zähen Medium. Bull Inst Acad Sci Cracovie, A, S 40–46 Savic P (1953) Circulation and distortion of liquid drops falling through a viscous medium. Nat Res Counc Can Rep No MT-22 Stokes CG (1851) On the effect of internal fiction of fluids on the motion of pendulums. Trans Cambr Phil Soc Vol 9, pf II, S 8–106 Taneda S (1956) Experimental Investigation of the Wake Behind a Sphere at low Reynoldsnumbers. J Phys Soc Japan 11, 10:1104–1108 Werlè H (1980) Rech Aérosp 5:35–49 Wesselingh JA (1987) The Velocity of Particles, Drop and Bubbles. Chem Eng Process 21:9–14 Zehner P (1988) Flüssigkeits/Feststoff-Strömungen in verfahrenstechnischen Apparaten. Fortschritt Berichte VDI Reihe 3 Nr 160, VDI-Verlag, Düsseldorf

12 Stofftransport bei Partikeln

In einer unübersehbaren Vielzahl von Anwendungen werden Partikeln in Stoffaustauschvorgängen eingesetzt. Dies gilt für Feststoffe z.B. in Lösevorgängen, Kristallisationen oder Wirbelschichten. Tropfen werden u.a. bei Flüssig/flüssigExtraktionen oder Gaswäschern verwendet. Gasblasen treten in Absorptions- und Rektifikationsprozessen ebenso wie in vielen Gas/Flüssigkeits-Reaktoren auf. Die in den verschiedenen Prozessen zu beobachtenden Partikelformen sind im höchsten Maße unterschiedlich. Dennoch werden auch in diesem Kapitel vorrangig kugelförmige Teilchen betrachtet, da hierfür die meisten experimentellen und theoretischen Erkenntnisse vorliegen, die sich grundsätzlich auch auf andere Partikelformen übertragen lassen. Andererseits weisen Tropfen und Blasen durchaus zumindest in einigen technischen Anwendungen Kugelform auf.

12.1 Stationärer Stoffübergang Der stationäre Stoffübergang bei festen oder fluiden Partikeln wird analog zu den vorhergehenden Kapiteln mit Hilfe des Stoffübergangskoeffizienten beschrieben (Abb. 12.1): m A = β ⋅ ( ρ A0 − ρ A∞ ) bzw. n A = β ⋅ (c A0 − c A∞ ) cA cA0

Konzentrationsgrenzschicht

cA∞ nA r R

R + δc

Abb. 12.1. Stationärer Stoffübergang an einer festen Kugel in einem Fluid


364


Da das Konzentrationsfeld und damit der Konzentrationsgradient an der Phasengrenzfläche aufgrund der Konvektion i.A. ortsabhängig ist, trifft dies auch auf die Stoffübergangskoeffizienten zu. 12.1.1 Feste Einzelkörper In diesem Abschnitt wird zunächst der Stoffübergang an umströmten Einzelkugeln mit starrer Grenzfläche dargestellt. Transportvorgänge im Innern der festen Kugel, wie z.B. Diffusionsprozesse, werden im Weiteren nicht betrachtet. Abb. 12.2 zeigt eine Kugel, die in Umfangsrichtung umströmt wird. Mit zunehmender Koordinate θ bildet sich ein Geschwindigkeitsprofil aus. Die Dicke der laminaren Grenzschicht steigt in Umfangsrichtung an. Wird eine kritische Reynoldszahl von 3 ⋅ 105 überschritten, so kommt es zu einem Umschlag in die turbulente Grenzschicht. Unmittelbar an der festen Phasengrenzfläche existiert allerdings eine dünne laminare Unterschicht. Weiterhin kommt es von Re ≥ 20 zur Strömungsablösung (s. Kap. 11). Aus diesen fluiddynamischen Erkenntnissen heraus lassen sich bei der umströmten Einzelkugel je nach der Reynoldszahl verschiedene Strömungsformen unterscheiden: a) b) c) d)

Re = 0 Re < 1 Re < 3 ⋅ 105 Re > 3 ⋅ 105

: : : :

Ruhendes System Schleichende Strömung Laminare Grenzschichtströmung Turbulente Grenzschichtströmung

Ruhendes System (Re = 0) Die zweimalige Integration der in Kugelkoordinaten geschriebenen stationären Stofftransportgleichung (Gl. (1.86)) ergibt bei Vernachlässigung aller Konvektionsterme (reine eindimensionale Diffusion) für den Konzentrationsgradienten an der Kugeloberfläche (s. Abb. 12.1):

w

ϕ) (r, =f

turbulent

R

r

Θ

Abb. 12.2. Turbulent umströmte Kugel mit Geschwindigkeitsprofil und Grenzschicht

12.1 Stationärer Stoffübergang

∂ cA ∂r

r =R

=−

c A0 − c A ∞ R

365

(12.1)

Setzt man dieses Ergebnis in die Definitionsgleichung der Sherwoodzahl ein und verwendet den Kugeldurchmesser dP als charakteristische Länge, so ergibt sich: Sh =

β ⋅dP =2 D AB

(12.2)

Schleichende Strömung (Re < 1) In diesem Strömungsbereich dominieren die Viskositätskräfte gegenüber den Trägheitskräften. Es bildet sich ein laminares Strömungsprofil aus, welches um den ganzen Kugelumfang bis zum hinteren Pol erhalten bleibt. Eine Strömungsablösung findet nicht statt. Theoretische Betrachtungen [Friedländer 1961; Lochiel u. Calderbank 1964] führen in diesem Fall zu: Sh = 0,991 Pe1/3 .

(12.3)

Laminare Grenzschichtströmung (1 < Re < 3 ⋅ 105) Nach dem Kontakt des Fluids mit dem umströmten Körper bildet sich ein Geschwindigkeitsprofil mit einer laminaren Grenzschicht aus, deren Dicke mit zunehmender Lauflänge wächst, wie dies bereits für die Plattenströmung dargestellt wurde (s. Kap. 5). Hierbei kann die eigentliche Strömung in etwas größerer Entfernung von der Partikel durchaus turbulent sein. Weiterhin tritt ab Re > 20 eine Wirbelbildung auf der strömungsabgewandten Seite auf (s. Kap. 11). Theoretische Berechnungen (s. [Lochiel u. Calderbank 1964]) liefern als Ergebnis: Sh = 0,84 Re1/2 Sc1/3

(12.4)

Diese Gleichung weist gegenüber der analogen Beziehung für die laminare Grenzschichtströmung an einer ebenen Platte (Gl. (5.25b)) lediglich mit 0,84 einen gegenüber 0,664 um 25 % höheren Faktor auf. Dieser Unterschied ist auf die Wirkung des Wirbel-Ablösegebiets auf den Stoffübergang zurückzuführen. Die Gln. (12.2) bis (12.4) für den Stoffübergang an festen Kugeln sind jeweils nur für eingeschränkte Reynoldszahlbereiche gültig. Deshalb bietet sich eine grafische Darstellung für eine allgemeine Aussage an. In Abb. 12.3 ist die mit dem Partikeldurchmesser gebildete Sherwoodzahl abhängig von der Konvektionsoder Pecletzahl mit der Schmidtzahl als Parameter dargestellt [Brauer 1979]. Dieses Diagramm ist für 0 < Sc < ∞ und für 0 < Re < 3 ⋅ 105 gültig. Die Berechnung der Kurven erfolgt durch numerische Integration der differentiellen Massenbilanz.

366

12 Stofftransport bei Partikeln 102 0 ≤ Re ≤ 3.105


β dP DAB

Sh = 0,84 Re1/2 Sc1/3

= Sc

0

1

10

0 10

Sc

→

∞

101

Sh = 0,991.Pe1/3

2 100 10 -1

100

101

10 2

Pecletzahl Pe =

10 3

104

105

w P dP DAB

Abb. 12.3. Mittlere Sherwoodzahl der starren Kugel abhängig von der Peclet- und der Schmidtzahl als Parameter (nach [Brauer 1979])

Hieraus ergibt sich das Konzentrationsfeld, aus dem wiederum die treibende Konzentrationsdifferenz sowie der Konzentrationsgradient folgen, die für die Bestimmung des Stoffübergangskoeffizienten und damit der Sherwoodzahl benötigt werden. Das Diagramm zeigt für den Fall der schleichenden Strömung (Sc → ∞) einen geringeren Anstieg als im Fall der ausgeprägten laminaren Grenzschicht (Sc → 0), wie dies gemäß der Gln. (12.3) und (12.4) zu erwarten ist. Die Exponenten Pe1/3 für Sc → ∞ sowie Pe1/2 für Sc → 0 werden durch die numerische Lösung bestätigt. Turbulente Grenzschichtströmung (Re > 3 ⋅ 105) Oberhalb von Re = 3 ⋅ 105 schlägt die Flüssigkeitsgrenzschicht an der Kugeloberfläche in den turbulenten Zustand um. Im Bereich des Staupunktes ist die Grenzschichtströmung noch laminar, während sie stromabwärts turbulent wird (s. Abb. 12.2). Der Ablösering verschiebt sich deutlich stromabwärts. Zur Beschreibung des Stofftransports kann Gl. (5.30) verwendet werden, die für die turbulente Strömung an ebenen Platten abgeleitet wurde [Krischer u. Kast 1992]. Hierzu wird anstatt der Plattenlänge der Kugeldurchmesser dP eingesetzt. Dann lautet die Sherwoodzahl:


Sh =

0,037 Re 0,8 Sc 1 + 2,44 Re −0 ,1 (Sc 2 / 3 − 1)

367

(12.5)

Heterogene chemische Reaktion an einer Kugeloberfläche Feste Partikeln werden in einer Vielzahl chemischer Reaktoren als Katalysator oder als Katalysatorträger eingesetzt. Die Partikeln bieten ihre reaktive Oberfläche an, zu der die reagierenden Stoffe wandern müssen, um dort umgesetzt zu werden. Eine katalysierte chemische Reaktion hängt von der Diffusion der Reaktionspartner sowie der Endprodukte ab. Diese Problematik wurde bereits in Abschn. 2.1.3 erläutert. Für die rein mathematische Betrachtung ergibt sich aus der katalytischen Reaktion keine Änderung bei der beschreibenden differentiellen Massenbilanz gegenüber der reinen Diffusion. Die Randbedingungen ändern sich allerdings, da an der Partikeloberfläche ein Stofffluss n A = − DAB (

∂ cA )w ∂r

(12.6)

auftritt, der gleich der flächenbezogenen Reaktionsstromdichte rA = − k w c nA0

(12.7)

ist. Daher gilt für den Konzentrationsgradienten an der Oberfläche: (

∂ cA k cn ) w = w A0 ∂r DAB

(12.8)

Der Konzentrationsgradient ist damit vom Verhältnis aus der Reaktionsgeschwindigkeit ( k w c nA 0 ) zur Diffusionsgeschwindigkeit DAB abhängig. Diese Gleichung kann auch dimensionslos dargestellt werden:

∂ (c A / c A∞ )w æ ∂ξ A = çç ∗ ∂ (r / R ) è ∂r

ö ÷÷ øw

=

k w ⋅ R n −1 n c A∞ ξ A0 = Da ξ An 0 DAB

(12.9)

Hierbei kennzeichnet die Damköhlerzahl Da ≡

k w ⋅ R n −1 c A∞ DAB

(12.10)

das Verhältnis von Reaktionsgeschwindigkeit zu Diffusionsgeschwindigkeit. Physikalisch heißt dies: Da → 0 : Reaktion ist kontrollierender Schritt: (∂cA/∂r)w → 0; cA0 bleibt endlich Da → ∞ : Diffusion ist kontrollierender Schritt: (∂cA/∂r)w bleibt endlich; cA0 → 0

368


Die Lösung des Differentialgleichungssystems kann nur numerisch erfolgen. Bedeutsam ist speziell die Oberflächenkonzentration cA0, die zur Bestimmung der Sherwoodzahl erforderlich ist. Diese ist i.A. nicht bekannt, daher wird der lokale Stoffübergangskoeffizient definiert durch:

β lok ≡

n A lok

(12.11)

c A∞

Die Tatsache, dass der lokale Stoffübergangskoeffizient nicht mit einer Konzentrationsdifferenz, sondern lediglich mit der für die Anwendung bekannten mittleren Konzentration cA∞ gebildet wird, resultiert aus der Abhängigkeit der Oberflächenkonzentration cA0 von der Lage auf der Kugeloberfläche sowie der Intensität des Stofftransports (s. Abschn. 4.3). Aus der rein fluiddynamischen Betrachtung wird deutlich, dass der Stoffübergang davon abhängig sein muss, ob er z. B. am Staupunkt, am Kugeläquator oder innerhalb des Wirbelgebietes stattfindet. Die Konvektionsgeschwindigkeiten in der Nähe der Partikeloberfläche unterscheiden sich erheblich. Diese Tatsache illustriert beispielhaft Abb. 12.4, in der ein experimentell bestimmtes Temperaturfeld um eine Kugel durch Linien konstanter Temperatur beschrieben ist. Die Grenzschichtströmung auf der Vorderseite und die Wirbelströmung auf der Rückseite der Kugel kommen im Temperaturfeld deutlich zum Ausdruck. Daraus folgt, dass die Temperaturgradienten und damit die Wärmeströme stark ortsabhängig sind.

Abb. 12.4. Temperaturverteilung um eine Kugel bei Re = 3060 ([Hsu u. Sage 1957] zitiert in [Brauer 1971])


369

Aus der Bedingung n A lok = rA lok folgt für die lokale Sherwoodzahl: Shlok =

β lok ⋅ d P = 2 Da D AB

æ c A0 ç çc è A∞

ö ÷ ÷ ø

n

(12.12a)

Durch Integration über die gesamte Partikeloberfläche ergibt sich die mittlere Sherwoodzahl: Sh =

β ⋅ dP 1 = DAB A

A

ò Shlok

(12.12b)

dA

0

Als Beispiel für die Resultate, die numerische Methoden zur Lösung des beschreibenden Differentialgleichungssystems liefern, sind in Abb. 12.5 für eine Reaktion 1. Ordnung mittlere Sherwoodzahlen in Abhängigkeit von der Pecletzahl bei schleichender Strömung (Re < 1) aufgetragen. Parameter der Kurven ist die Damköhlerzahl. Der Verlauf der Sherwoodzahl weist drei wesentliche Bereiche auf:


β dP DAB

a) Da → ∞: Der Umsatz der chemischen Reaktion ist allein durch Diffusion und konvektiven Transport bestimmt, die Oberflächenkonzentration cA0 geht gegen null. Die Sherwoodzahl hängt damit von der Peclet- und der Schmidtzahl, in derselben Form wie der Transport ohne chemische Reaktion ab. Diese Kurve stellt den Maximalwert der mittleren Sherwoodzahl dar, der bei heterogenen 102 ∞ → Da 00 =1 Da

Re < 1; Reaktion 1. Ordnung

20 Da = 10

101

2 100

10-1

Da = 1

100

101

102

103

Pecletzahl Pe =

104

105

106

107

wP dP DAB

Abb. 12.5. Mittlere Sherwoodzahl für den Stoffübergang mit heterogener chemischer Reaktion an einer Kugeloberfläche abhängig von der Peclet- und der Damköhlerzahl als Parameter (nach [Brauer 1979])

370


chemischen Reaktionen möglich ist. Dies ergibt sich aus der speziellen Definition des Stoffübergangskoeffizienten β (s. Gl. (12.11)), in der sozusagen die maximal mögliche Konzentrationsdifferenz

Δc A = c A∞ − c A0 = c A∞ − 0 = c A∞

(12.13)

für den Stofftransport eingesetzt wird. Für endliche Werte der Damköhlerzahl tritt dagegen eine von null verschiedene Oberflächenkonzentration auf, so dass die tatsächliche Verringerung des treibenden Konzentrationsgefälles, die jedoch bei der Berechnung von β unberücksichtigt bleibt, zu einer scheinbaren Verschlechterung des Stoffüberganges führt. Eine Beschleunigung des Stoffüberganges, wie bei homogenen chemischen Reaktionen, findet tatsächlich nicht statt. Die heterogene Reaktion erfolgt ausschließlich an der Oberfläche und bedingt lediglich die Entstehung einer treibenden Konzentrationsdifferenz (s. hierzu z.B. [Heinisch u. Schütt 1989]). b) Pe → ∞: Der konvektive Stofftransport wird so gut, dass die Konzentration an A an der Kugeloberfläche gegen cA∞ geht. Die Reaktionsgeschwindigkeit reicht also nicht mehr aus, einen Abbau von cA an der festen Phasengrenzfläche zu erreichen. Dann gilt gemäß Gl. (12.12 a): Sh = 2 Da

(12.14)

für alle Werte der Damköhlerzahl. Da β gemäß Gl. (12.11) nur mit cA∞ und nicht mit ΔcA definiert ist, bleibt auch für ΔcA = (cA∞ - cA0) → 0 ein endlicher Wert für Sh erhalten. Wäre β dagegen wie sonst üblich mit ΔcA definiert, so müsste, da: − rAmax = k w c nA∞ = β ⋅ Δ cA

mit ΔcA → 0 ein nennenswerter Anstieg von β auftreten. Der Absolutwert der Sherwoodzahl ist demzufolge über die Definitionsgleichung des Stoffübergangskoeffizienten (Gl. (12.11)) begrenzt durch 2 Da. Physikalisch bedeutet dieses Ergebnis, dass die Konzentrationsgrenzschicht um die Partikel vollständig verschwindet. c) Pe → 0: Die obere Grenze für die Damköhlerzahl lässt sich in diesem Fall durch eine einfache Differentialgleichung bestimmen, die für bestimmte Werte der Reaktionsordnung analytisch gelöst werden kann (s. z.B. [Brauer 1979]). Für Da → ∞ ergibt sich der Wert Sh = 2, was wiederum den Maximalwert darstellt. Konzentrationsverläufe, wie sie sich qualitativ für verschiedene Peclet- und Damköhlerzahlen ergeben, sind in Abb. 12.6 aufgetragen. Mit steigender Pecletzahl wird die Konzentrationsgrenzschicht immer dünner, bis sie für Pe → ∞ völlig verschwindet.


Da = 0

cA∞

Da →

∞

cA

371

Pe = Pe1

Konzentrationsgrenzschicht

Da = 0

cA∞

Da →

∞

cA

r

Pe2 > Pe1

r

0 ≤ Da < ∞

Da → ∞

cA

cA∞ Pe → ∞

r

Abb. 12.6. Konzentrationsprofile bei einer heterogenen Reaktion 1. Ordnung für verschiedene Peclet- und Damköhlerzahlen

12.1.2 Fluide Partikeln In vielen technischen Anwendungen muss bei der Betrachtung des Stofftransports an fluiden Teilchen berücksichtigt werden, dass im Kugelinneren ebenfalls ein nennenswerter Stofftransport und damit auch ein zusätzlicher Transportwiderstand auftritt. Der gesamte Stoffaustausch soll am Beispiel einer aufsteigenden Gasblase erläutert werden (s. Abb. 12.7 links). Beim Aufstieg in einer Flüssigkeit gehe Komponente A aus der Blase in die flüssige Phase über. Dies führt dazu, dass die Konzentration cA in der Blase mit der Zeit abnimmt. Es handelt sich also um einen

372


nA cA

nA cA

cAP t=

t=0

t1

cAP

t2 > t

1

cA0

cA∞

t =t1 t=0 R

t2 >t1

R +δc

cA∞

r

Konzentrationsgrenzschicht R

R + δc

r

Abb. 12.7. Fluide Partikel mit zeitlich veränderlichen Konzentrationsprofilen in beiden Phasen (links) sowie konstanten Konzentrationsprofilen beim stationären Stoffübergang (rechts)

instationären Stoffübergang. Wenn die Gasblase jedoch nur aus der Komponente A besteht, bleibt die Oberflächenkonzentration cA0 zeitlich konstant, wobei sich allerdings das Blasenvolumen ändert. Die Stoffstromdichte hängt dann nur vom Transportwiderstand in der kontinuierlichen Phase ab. Ist die Konzentration der Übergangskomponente in der kontinuierlichen Phase konstant, liegt eine stationäre Stoffübertragung vor (s. Abb. 12.7 rechts). Dabei wird angenommen, dass die Volumenabnahme der Blase klein ist. (Andernfalls nimmt die Aufstiegsgeschwindigkeit der Blase und damit der konvektive Transport ab.) Das typische Geschwindigkeitsprofil an der fluiden Phasengrenzfläche (s. Abb. 11.14) liegt nur dann vor, wenn sich darin keine oder so gut wie keine grenzflächenaktiven Stoffe befinden. Hierbei handelt es sich um Schmutzstoffe, die in der flüssigen Phase vorhanden sein können und welche durch Anlagern in der Grenzfläche die Grenzflächenspannung vermindern. Diese Aussage gilt für Gas/Flüssigkeits- sowie auch für Flüssig/flüssig-Grenzflächen. Die Grenzflächen-Adsorptionsschichten können so dicht und stabil sein, dass eine starre Grenzfläche vorliegt. Fluide Partikeln mit solchen Adsorptionsschichten verhalten sich bezüglich der Umströmung und der Stoffübertragung wie starre Partikeln. Im Folgenden werden fluide Phasengrenzflächen ohne adsorbierte grenzflächenaktive Stoffe unterstellt. In technischen Systemen treten jedoch häufig solche Stoffe auf, so dass die Stoffstromdichte je nach der Beweglichkeit der Grenzfläche zwischen den Werten für fluide und starre Partikeln liegt. In Abb. 12.7 rechts ist das Konzentrationsprofil im Inneren und in der Umgebung einer kugeligen Gasblase für den Fall des stationären Stoffübergangs dargestellt. Dieses Profil möge sich zeitlich nicht ändern. Hierbei wird angenommen,


373

dass der Stofftransport in der Gasphase infolge der hohen Diffusionskoeffizienten so groß ist, dass in der gesamten Blase dieselbe Konzentration cA0 auftritt, die sich auch nicht signifikant durch den Stoffübergang ändert. In Kap. 11 wurde gezeigt, dass größere Partikeln je nach den Stoffwerten der beiden Phasen von der Kugelgestalt abweichen. Ihre Oberfläche A ist zeitlich veränderlich und oft nicht bekannt. Dann ist es nicht möglich, das Produkt βA in der Gleichung für den übergehenden Stoffstrom N A = β A (c A0 − c A∞ )

(12.15)

in die Faktoren β und A aufzutrennen. In diesem Fall wird zweckmäßig die repräsentative Oberfläche AV = πd 2V mit dem Durchmesser dV einer Kugel verwendet, welche das gleiche Volumen wie die fluide Partikel besitzt (Gl. (11.16)). Die mittlere Sherwoodzahl für den Stoffübergang in der kontinuierlichen Phase hängt wie bei der festen Kugel von der Art der Umströmung und damit von der Partikel-Reynoldszahl ab. Auch in diesem Fall führen numerische Lösungen zur Quantifizierung der Sherwoodzahl, wie dies in Abb. 12.8 für kugelförmige Blasen und damit unter Vernachlässigung eines inneren Stofftransportwiderstands dargestellt ist. a) Ruhendes System (Re = 0) Handelt es sich um sehr kleine Partikeln oder Partikeln in hochviskosen Medien, liegt im Grenzfall für Re = 0 reine Diffusion vor. In diesem Fall ergibt sich, wie bereits in Abschn. 12.1.1 erläutert, Sh = 2. 103


β dP DAB

kugelförmige Blasen

Gl. (12.17b) Re → ∞ Sc → 0

102

Gl. (12.16) Re → 0 Sc → ∞ Sc = 100

101

Sc = 10 Sc = 1 Sc = 0,1

2 100 10-1

100

101

102

103 w P dP Pecletzahl Pe = DAB

104

10 5

Abb. 12.8. Mittlere Sherwoodzahl für kugelige Blasen abhängig von der Peclet- und der Schmidtzahl (nach [Brauer 1979])

374


b) Schleichende Strömung (Re < 1) Für größere Werte der Pecletzahl ergeben sich zwei unterschiedliche Asymptoten. Die untere Grenzkurve charakterisiert die physikalischen Verhältnisse bei schleichender Strömung (Re → 0) bei gleichzeitig großer Schmidtzahl (Sc → ∞). Unter dieser Bedingung bildet sich eine Konzentrationsgrenzschicht, die im Vergleich zur Strömungsgrenzschicht sehr dünn ist. In diesem Fall gilt gemäß numerischer Berechnungen [Brauer 1979]: Sh = 2 +

0,651 Pe1,72 1 + Pe1, 22

(12.16)

Solange Re < 1 ist, kann diese Beziehung verwendet werden. c) Re > 1000 Die obere Grenzkurve in Abb. 12.8 kennzeichnet den umgekehrten Fall der Potentialströmung, bei der Viskositätseffekte vernachlässigt werden können (Re → ∞, während Sc → 0). Unter diesen Bedingungen liegt eine vergleichsweise sehr dünne Geschwindigkeitsgrenzschicht vor. Hierfür lässt sich eine analytische Beziehung für den Stoffübergang ableiten [Clift et al. 1978]: Sh =

2

π

Pe1 / 2

(12.17a)

Von [Brauer 1979] wurde eine Gleichung angegeben, die auch für kleine Pecletzahlen Gültigkeit besitzt: Sh = 2 +

0,232 Pe1, 72 1 + 0,205 Pe1, 22

(12.17b)

(Anwendungsbereich 0 < Re ≤ ReE = 3,1 Kf1/4, da die Blasen kugelig sein müssen, s. Gl. (11.26).) d) 1 < Re < 1000 In diesem Reynoldszahlbereich sind die mitgeteilten Grenzfälle b) und c) nicht gültig. Mit Hilfe von Abb. 12.8 kann die Sherwoodzahl gasförmiger Partikeln ermittelt werden, solange diese kugelig sind und ηP/ηc → 0 gilt. Handelt es sich um beliebige Viskositätsverhältnisse, geht man zweckmäßig von folgender Beziehung aus: Sh = f

2

π

Pe 1 / 2

(12.18)

Hierin ist die Größe f ein Korrekturfaktor, welcher nach theoretischen Überlegungen und empirischen Befunden [Clift et al. 1978] von der PartikelReynoldszahl und dem Viskositätsverhältnis ηP/ηc abhängt, siehe Abb. 12.9. Ursächlich für den Viskositätseinfluss ist die innere Zirkulation in den fluiden


375

1

dimensionsloser Faktor f

0,9 0,8 0,7 ηP /

0,6

ηc =

0

0,25 0,5

0,5

1

0,4

2 0,3 0,2 10-1

100

101

Reynoldszahl Re =

102

103

wP dP ν

Abb. 12.9. Dimensionsloser Korrekturfaktor f (Gl. (12.18)) kugeliger fluider Partikeln abhängig von der Partikel-Reynoldszahl mit dem Viskositätsverhältnis ηP/ηc als Parameter (nach [Clift et al. 1978], aus [Mersmann 1986])

Partikeln, die durch die Partikelbewegung induziert wird. Die internen Geschwindigkeiten hängen vom Impulsaustausch, und damit dem Viskositätsverhältnis, über die Phasengrenzfläche ab und wirken sich entsprechend auf den Stofftransport in der Partikel aus. Die bisher getroffenen Angaben beziehen sich auf kugelige fluide Partikeln. Der Stoffübergang an abgeplattete, elliptische fluide Teilchen, welche keine Formschwingungen ausführen, hängt aufgrund einer theoretischen Herleitung auf der Basis der Potentialströmung um die Partikel nur von der Exzentrizität E ab, die wie folgt definiert ist: E=

vertikaler Partikeldurchmesser horizontaler Partikeldurchmesser

Das Verhältnis ShE/Sh der Sherwoodzahlen von elliptischen, nicht oszillierenden zu kugeligen Teilchen ist in Abb. 12.10 abhängig von der Größe E dargestellt. Aufgrund der erforderlichen hohen Reynoldszahlen wird Potentialströmung unterstellt und für die Kugel Gl. (12.17a) verwendet. Nach [Clift et al. 1978] gilt: Sh E =

2

π

Pe 1 / 2

é ê ëê 3 E

{sin

2 (1 − E 2 ) 3 / 2 −1

[(1 − E 2 )1 / 2 ] − (1 − E 2 )1 / 2 E

ù ú ûú

}

(12.19)

bezogene Sherwoodzahl Sh E / Sh

376


1,2

1 a

0,8 b 0,6

0,4

0

0,2

0,4

0,6

0,8

1

Exzentrizität E = a/b

Abb. 12.10. Bezogene Sherwoodzahl elliptischer fluider Partikeln ohne Formschwingungen abhängig von der Exzentrizität [Clift et al. 1978]

Es zeigt sich, dass der Einfluss der Exzentrizität gering ist. Dies dürfte damit zusammenhängen, dass der Stoffübergang auf der Rückseite wegen der Wirbelschleppe verbessert wird, aber andererseits die Aufstiegsgeschwindigkeit und damit auch die Reynoldszahl wegen der Abplattung und des vergrößerten Strömungswiderstandes abnehmen. Der Einfluss der Formschwingungen ist viel stärker als derjenige der Deformation. Fluide Partikel beginnen erst ab einem bestimmten kritischen Durchmesser dkrit zu schwingen. Handelt es sich um Tropfen mit einer mittleren Exzentrizität (E > 0,33), ergibt sich dieser Durchmesser zu d krit =

2σ (ρ P − ρc ) g

(12.20)

mit σ als Grenzflächenspannung [Mahendru u. Hackl 1981]. Diese Gleichung ist nur für niedrigviskose Fluide gültig (ηP < 15 mPas). Die Schwingungsbewegung der fluiden Partikel führt zu einer Intensivierung des Stofftransports infolge der Deformationsturbulenz. In Abb. 12.11 sind experimentell und theoretisch bestimmte Sherwoodzahlen in Abhängigkeit von der Pecletzahl mit der Schmidtzahl als Parameter dargestellt. Ebenfalls eingetragen sind die Kurven für die schleichende Strömung (Gl. (12.16) für Re → 0, Sc → ∞)) sowie für die Potentialströmung (Gl. (12.17b) für Re → ∞, Sc → 0)). Folgende Beziehung [Brauer 1979] kann zur Bestimmung der Sherwoodzahl für oszillierende Partikeln verwendet werden: Sh = 2 + 0,015 Re0,89 Sc0,70 .

(12.21)

12.2 Instationärer Stofftransport bei festen und fluiden Partikeln

377

Abb. 12.11. Mittlere Sherwoodzahl für kugelige und regellos geformte Blasen abhängig von der Peclet- und der Schmidtzahl [Brauer 1979]

12.2 Instationärer Stofftransport bei festen und fluiden Partikeln Der Stofftransport über die Grenzfläche von Partikeln ist i.A. ein zeitabhängiger Vorgang. Die im Folgenden erörterte mathematische Beschreibung umfasst die Diffusion in einem ruhenden System, das aus einer einzelnen Kugel, die sowohl fest als auch fluid sein kann, und der Umgebung besteht, sowie den konvektiven Stofftransport bei einer umströmten Kugel. Dabei wird vorausgesetzt, dass die Stoffwerte konstant sind und dass sich der Durchmesser der Kugel nicht ändert. Es wird in den weiteren Ausführungen lediglich der Transport von der Partikel in das umgebende Fluid betrachtet. Die umgekehrte Richtung ist allerdings ganz analog zu behandeln. Die für beide Fälle maßgebenden mathematischen Grundlagen und Definitionen werden gesondert den weiteren Ausführungen vorangestellt. Typische technische Anwendungsfälle für solche instationären Vorgänge sind Flüssig/flüssig-Extraktionen, Rektifikationen oder Absorptionsprozesse in Blasensäulen, Rührbehältern oder ähnlichen Apparaten.

378


12.2.1 Mathematische Grundlagen und Definitionen Das Konzentrationsfeld umfasst das Innere der Kugel sowie deren Umgebung (s. Abb. 12.7 rechts). Die Berechnung des Konzentrationsfeldes erfolgt für beide Phasen getrennt. Die Kopplung der Bereiche an der Phasengrenzfläche erfolgt durch gesonderte Kopplungsbedingungen. Zur Kennzeichnung der in den beiden Phasen auftretenden Größen dienen die Ziffern 1 für das Innere der Kugel und der Index 2 für die umgebende, kontinuierliche Phase. Die diffundierende Komponente ist A. Innerhalb der fluiden Partikel nimmt die Konzentration an A vom Kugelmittelpunkt ab bis auf den niedrigsten Wert cA10 an der Phasengrenzfläche, wie Abb. 12.7 zeigt. In der kontinuierlichen Phase sinkt die Konzentration an A vom Wert an der Phasengrenze cA20 bis auf cA2∞ in großer Entfernung von der Partikel. Das Gleichgewicht an der Phasengrenzfläche ist bei Gas/Flüssigkeits-Systemen gegeben durch die Henryzahl: H* ≡

c A10 c A20

(12.22)

Für den Stofftransport zwischen einer Partikel und einem umgebenden Fluid existieren drei charakteristische Fälle. Unter Berücksichtigung des Zusammenhangs zwischen H* und m gilt gemäß Gl. (9.32) für den auf die Konzentrationsdifferenz in der dispersen Phase bezogenen Stoffdurchgangskoeffizienten: 1 1 æ 1 mc1 / c 2 ö 1 æ 1 H * ö ÷= ç ÷ = çç + + β 2 ÷ø c1 çè β 1 β 2 ÷ø k1 c1 è β 1

Da ab etwa Pe > 10 folgende Proportionalität besteht Sh ~ Pe1/2 gilt: β ~ D1/2. Folgende Fälle sind zu unterscheiden: -

Widerstand in beiden Phasen ist etwa gleich groß (konjugiertes Problem): β1 ≈ β2/H* → H* (D1/D2)1/2 ≈ 1. Widerstand nur in der dispersen Phase (Innenproblem): β1 β2/H* → H* (D1/D2)1/2 >> 1, cA1 = const in der gesamten Partikel.

Das Konzentrationsfeld innerhalb und außerhalb der fluiden Partikel wird durch zwei gekoppelte Differentialgleichungen beschrieben. Dieses System lässt sich numerisch unter Beachtung der Anfangs-, Rand- und Phasengrenzflächenbedingungen lösen. Im kugelsymmetrischen Koordinatensystem (r, ϕ, θ) ist das Geschwindigkeitsfeld zur ϕ-Koordinate symmetrisch, ebenso das Konzentrationsfeld. Daher treten in Richtung der Umfangskoordinate keine Konzentrationsänderungen auf: w = w(r, θ) und das Problem kann als zweidimensional behandelt werden. Zur Vereinfachung werden folgende dimensionslosen Konzentrationsdifferenzen verwendet:


379

Partikelphase: ξ A1 ≡

c A1 − H ∗ c A2( t →∞ ) c A1( t =0 ) − H ∗ c A2( t → ∞ )

(12.23a)

Kontinuierliche Phase: ξ A2 ≡

c A2 − c A2( t →∞ ) c A1( t =0 ) / H ∗ − c A2( t →∞ )

(12.23b)

Üblicherweise kann die Zunahme der Konzentration an A in der kontinuierlichen Phase aufgrund des wesentlichen größeren Volumens vernachlässigt werden. Demzufolge kann statt cA2 (t → ∞) die Konzentration cA2∞ zur Bildung von ξA1 und ξA2 verwendet werden. Der Nenner von ξA1 stellt die maximal mögliche Konzentrationsdifferenz in der Partikel, der Nenner von ξA2 diejenige in der kontinuierlichen Phase dar. Die dimensionslosen Differentialgleichungen für das Konzentrationsfeld lauten (Gl. (1.86)), unter Berücksichtigung der Rotationssymmetrie (keine Komponente in ϕ-Richtung): Partikelphase: ~ ∂ξ ö Pe D ∂ξ A1 D2 æ ~ ∂ξ A1 w A1 2 2 + ç wr1 ~ + ~θ1 ÷ r ∂θ ø 2 D1 ∂r ∂Fo 2 D1 è (12.24) ∂ξ A1 öù 1 é ∂ æ 2 ∂ξ A1 ö 1 ∂ æ r sin = 2 ê ~ ç~ + θ ÷ ç ÷ ú ~ ∂~ ∂θ øû r ø sin θ ∂θ è r ë ∂r è Kontinuierliche Phase: ~ ∂ξ ö Pe ∂ξ A2 æ ~ ∂ξ A2 w A2 2 + ç wr 2 ~ + ~θ 2 ÷ ∂θ ø 2 ∂r r ∂Fo 2 è =

∂ξ A2 öù 1 é ∂ æ ~ 2 ∂ξ A2 ö 1 ∂ æ çr ÷+ ç sin θ ÷ú 2 ê ~ ~ ~ ∂ ∂ ∂θ øû r sin θ ∂θ r ø è r ë è

(12.25)

Fourier- und Pecletzahl sind dabei folgendermaßen definiert: Fo 2 ≡

Pe 2 ≡

t D2 R P2

wp ⋅dP D2

(12.26)

(12.27)

~ und ~r gilt: Für w

~= w w wP

(12.28)

380


r ~ r = RP

(12.29)

Der in einem Zeitintervall von t = 0 bis t übergehende mittlere Molenstrom berechnet sich gemäß N A = β π d P2 Δ c ln

(12.30)

mit

Δ c ln =

(c A1(t =0) − H* c A2(t =0) )− (c A1 − H* c A20 ) ln

c A1(t =0) − H* c A2( t =0 )

(12.31)

c A1 − H* c A20

Als treibende Konzentrationsdifferenz wird die logarithmisch gemittelte Differenz zwischen der mittleren Konzentration in der Partikel und derjenigen an der Phasengrenzfläche zum Zeitpunkt t = 0 und t verwendet. Gl. (12.30) stellt gleichzeitig wiederum die Definitionsgleichung für den mittleren Stoffübergangskoeffizienten β dar. Die Definition der über die Partikeloberfläche sowie die Zeit gemittelten Sherwoodzahl lautet: Partikelphase:

Sh 1 =

β dP D1

(12.32a)

Kontinuierliche Phase:

Sh 2 =

β dP D2

(12.32b)

Ist nur das Geschwindigkeitsfeld bekannt, so können die Differentialgleichungen Gl. (12.24) und (12.25) unter Berücksichtigung der folgenden Anfangs- und Randbedingungen gelöst werden. Anfangsbedingungen: ~r < 1, Fo1 = Fo2 = 0 0≤θ≤π ~r > 1, 0≤θ≤π Randbedingungen: θ = 0 und θ = π 1. 0 ≤ ~r < 1, 2. ~r = 0 3. 1 ≤ ~r < ∞,

θ = 0 und θ = π

4. ~r → ∞

0≤θ≤π

ξA1 = 1 ξA2 = 0 ∂ ξ A1 =0 ∂θ ∂ ξA1 =0 ∂ ~r ∂ ξA2 =0 ∂θ ξA2 = 0


381

Die Übergangsbedingungen lauten: ξ A1 = ξ A 2

~r = 1

0≤θ≤π

∂ ξ A 1 ∂ ξA 2 D 2 1 = ∂ ~r ∂ ~r D 1 H ∗ Weitere Übergangsbedingungen hängen von der Aufteilung der Stofftransportwiderstände ab.

1. Widerstand nur in der Partikelphase: ~r = 1 0≤θ≤π ξA1 = ξA2 = 0 2. Widerstand nur in der kontinuierlichen Phase: π

~r = 1

0≤θ≤π

∂ξ A 1 3 1 æ ∂ ξA2 =− ç ∂ Fo 2 2 H ∗ òo çè ∂ ~r

ö ÷÷ ø ~r =1

sinθ dθ

12.2.2 Diffusiver Transport in einer Kugel Unter der Annahme, dass lediglich ein rein diffusiver Stofftransport in einer Kugel stattfindet, vereinfacht sich Gl. (12.24) zu ∂ξ A1 1 = 2 ~ ∂Fo1 r

é ∂ æ~2 ê ~ çr ë ∂r è

∂ξ A1 öù ÷ú ∂~ r øû

(12.33)

Bei Vorliegen einer konstanten Oberflächenkonzentration ξA10 ergibt sich unter Einbeziehung der relevanten Anfangs- und Randbedingungen gemäß Abschn. 2.2.2 als Lösung dieser Differentialgleichung: 2 ξ A1 = − ~ πr

å ∞

é ( −1) n ê ê n n =1 ë

ù sin (nπr~ ) exp (−n 2 π 2 Fo1 )ú

(2.43)

ûú

Für Fo → ∞ verschwindet der Exponentialausdruck, so dass ξA1 = 0 wird. Das System befindet sich im Gleichgewicht, und der Stofftransport ist abgeschlossen. Abb. 2.10 zeigt das Konzentrationsverhältnis ξA1 abhängig vom bezogenen Radius ~r mit der Fourierzahl als Parameter. Für die zeitliche Entwicklung der mittleren Konzentration ξ A1 wurde abgeleitet ξ A1 =

6

π

2

å n1 exp (− n π Fo ) ∞

n=1

2 2

(2.45)

1

2

sowie wie für die zeitlich gemittelte Sherwoodzahl: Sh =

é 6 β dP 2 =− ln ê 2 DAB 3 Fo ëêπ

å n1 exp (− Fo π ∞

n =1

2

2

n2

)ùú ûú

(2.50)

382


12.2.3 Stoffübergang bei schleichender Umströmung Für den Fall eines reinen Innenwiderstands kann unter Verwendung der von Hadamard [Hadamard 1911] und Rybczynski [Rybczynski 1911] abgeleiteten internen Zirkulationsgeschwindigkeiten die Stoffbilanz (12.24) gelöst werden. Unter der Annahme, dass der konvektive Transport weitaus stärker als der diffusive ist (bei hohen Pecletzahlen), lässt sich für den Stoffübergangskoeffizienten folgender Zusammenhang herleiten [Kronig u. Brink 1950]:

β =−

å

é3 ∞ ù dP ln ê B n2 exp (− 16 λ n Fo )ú 6t ëê 8 n =1 ûú

(12.34)

Folgende Werte für Bn bzw. λn sind zu verwenden [Heerties et al. 1954]: n Bn λn

1 2 1,33 0,6 1,678 8,48

3 4 0,36 0,35 21,10 38,5

5 0,28 63

6 0,22 89,8

7 0,16 123,8

Aufgrund der Annahme bei der Herleitung von Gl. (12.34) ist deren Gültigkeitsbereich allerdings auf Pe/(1 - η*) > 1000 beschränkt. 12.2.4 Spezielle Lösung für sehr kurze Zeiten Für sehr kurze Zeiten lassen sich die Gleichungen (12.24; 12.25) soweit vereinfachen, dass sich geschlossene Lösungen ergeben. Bei sehr kurzen Zeiten können sich Konzentrationsgradienten nur unmittelbar an der Phasengrenzfläche ausbilden. In diesem Fall ist das Konzentrationsfeld noch unabhängig vom Geschwindigkeitsfeld. In den Stofftransportgleichungen entfallen dann die konvektiven Terme. Für den Fall, dass der Übertragungswiderstand in der Partikel liegt (H* (D1/D2)1/2 > 1 ergibt sich


Sh2 =

4

1

H* π

Fo 12 / 2

383

(12.36)

Die Phasengrenzflächenkonzentration ist in diesem Fall zeitabhängig, und damit tritt die Henryzahl als Parameter für die Sherwoodzahl auf. Mit abnehmender Henryzahl steigt die treibende Konzentrationsdifferenz in der kontinuierlichen Phase an, weil die Löslichkeit der Komponente in der Flüssigkeit zunimmt. In realen Stoffsystemen tritt Fall 1, also der Hauptwiderstand in der Partikel z.B. beim Transport von einem Tropfen in eine gasförmige Umgebung auf, oder auch bei der Verdunstung einer reinen Flüssigkeit in eine Blase. Dagegen tritt der Fall 2, Hauptwiderstand in der kontinuierlichen Phase, z.B. beim Stoffübergang von einer Blase in eine umgebende Flüssigkeit auf. 12.2.5 Berechnung der übergehenden Masse für sehr lange Zeiten Für sehr lange Zeiten ergeben sich asymptotische Grenzwerte für den Stoffübergangskoeffizienten. Für den Fall eines alleinigen Innenwiderstands können für die reine Diffusion bzw. für die schleichende Umströmung bei Pe/(1 + η*) > 1000 aus den Gln. (2.50) und (12.34) analytisch folgende asymptotische Sherwoodzahlen bestimmt werden: Re = 0 :

Re < 1 :

Sh =

2 π2 ≈ 6,58 3

Sh = 17,7

(12.37) (12.38)

12.2.6 Ergebnisse der numerischen Lösung Stofftransportwiderstand nur in der Partikelphase (Innenproblem) Im Folgenden wird zunächst der Fall behandelt, dass allein in der Partikelphase ein Stofftransportwiderstand (Innenproblem) auftritt. Damit lautet die Phasengrenzflächenbedingung, dass überall an der Partikeloberfläche die Konzentration cA10 zeitlich konstant bleibt, da cA2 gemäß der Voraussetzungen konstant ist. Den numerisch berechneten zeitlichen Verlauf der mittleren Konzentration in der Partikel zeigt Abb. 12.12 für eine Reynoldszahl von 100 und ein Viskositätsverhältnis von η = η1/η2 = 1. Der Kurvenparameter Pe kennzeichnet die Intensität der inneren Zirkulation in der Partikel. Für kleine Pecletzahlen ist die interne Konvektion für den Stofftransport ohne Bedeutung, so dass der Konzentrationsverlauf demjenigen der reinen Diffusion (Gl. 2.45) vollständig entspricht. Erst bei

384

12 Stofftransport bei Partikeln 1

Mittlere Konzentration ξA

0,8 Pe = 104 0,6 10 3 0...10 (Gl. (2.45))

0,4

0,2

η* = 1 ; Re = 100 102

0 10-4

10-3

10-2

10 -1

100

t D1 Fourierzahl Fo1 = R2

Abb. 12.12. Zeitlicher Verlauf der mittleren Konzentration in einer fluiden Kugel im Fall des kontrollierenden Widerstands in der Kugel für verschiedene Pecletzahlen

Pe > 10 führt die innere Strömung zu einem schnellen Konzentrationsabbau. Insgesamt ist der Stoffübergang bei Fo zwischen 0,15 und 0,4 nahezu vollständig abgeschlossen. Der aus denselben numerischen Ergebnissen berechenbare zeitliche Verlauf der zeitlich und örtlich gemittelten Sherwoodzahl wird in Abb. 12.13 dargestellt. Für kurze Zeiten, also kleine Fourierzahlen, folgen die numerisch berechneten Daten den Ergebnissen der Penetrationstheorie gemäß Gl. (12.35). Für Pe < 10 ergibt sich eine asymptotische Sherwoodzahl gemäß der analytischen Lösung des reinen Diffusionsproblems von 6,58. Höhere Pecletzahlen bedingen aufgrund der intensiveren internen Zirkulationsströmung einen verbesserten konvektiven Stofftransport, der sich in höheren Sherwoodzahlen niederschlägt. Auch bei den hohen Pecletzahlen ergeben sich asymptotische Werte für Sh bei hohen Fourierzahlen. Diese liegen in der Größenordnung des für die schleichende Umströmung hergeleiteten Werts von 17,7. Mit zunehmendem Viskositätsverhältnis nimmt die interne Zirkulation ab, und der Stoffübergang nähert sich zunehmend dem der reinen Diffusion.


385

103


k1 2 R D1

η* = 1 ; Re = 100

Pe = 104 102

103

17,7

4

101

102 Fo-1/2

101

6,58 0

100 10-4

10-3

10-2 Fourierzahl Fo1 =

10-1

100

t D1 R2

Abb. 12.13. Zeitlicher Verlauf der mittleren Sherwoodzahl in einer fluiden Kugel im Fall des kontrollierenden Widerstands in der Kugel für verschiedene Pecletzahlen

Stofftransport nur in der kontinuierlichen Phase (Außenproblem) Liegt der Stofftransportwiderstand ausschließlich in der kontinuierlichen Phase (Außenproblem), so tritt bei abnehmender Konzentration in der Partikelphase ebenfalls ein instationäres Problem auf. Die in einem solchen Fall charakteristische zeitliche Entwicklung der Sherwoodzahl zeigt exemplarisch Abb. 12.14 für verschiedene Pecletzahlen. Im Vergleich zum reinen Innenproblem tritt hier mit der Henryzahl noch ein weiterer Parameter auf. Für kleine Fourierzahlen ergibt sich wiederum der Zusammenhang gemäß Penetrationshypothese (Gl. (12.36)). Mit steigender Pecletzahl nimmt die Sherwoodzahl zu. Die resultierenden asymptotischen Sherwoodzahlen lassen sich unter Verwendung von Abb. 12.10 mittels Gl. (12.18) näherungsweise bestimmen. Die bei hohen Fourierzahlen auftretenden nur noch geringfügigen Konzentrationsänderungen führen demzufolge zu einem nahezu stationären Stofftransport. Mit zunehmender Henryzahl nimmt der Stofftransport ab. Die in Gl. (12.36) auftretende umgekehrte Proportionalität zwischen Sh und H* bleibt grundsätzlich auch bei hohen Fourierzahlen erhalten [Piarah 2001]. Im Fall der Bewegung von Tropfen in einer Flüssigkeit müssen i.A. die Widerstände in beiden Phasen berücksichtigt werden. Dies führt zu komplexen Zusammenhängen, die nur durch Verwendung numerischer Methoden aufgelöst werden können. Entsprechende Ergebnisse finden sich u.a. bei [Piarah 2001].

386

12 Stofftransport bei Partikeln 103


k2 2 R D2

stationärer Stoffübergang Gl.(12.18)

Pe = 10 102

5

4

10

10

101

10

Re = 100 η* = 1 H* =1 100 10-4

3

10-3

4 H* 10-2

2

10

Fo-1/2

10-1

100

101

t D2 Fourierzahl Fo2 = R2

Abb. 12.14. Zeitlicher Verlauf der mittleren Sherwoodzahl an einer fluiden Kugel im Fall des kontrollierenden Widerstands in der kontinuierlichen Phase für verschiedene Pecletzahlen (nach [Piarah 2001])

12.3 Aufgaben 1. Welche Weglänge muss eine Luftblase (ρg = 1,2 kg/m³, Dgf = 2,5 ⋅ 10-9 m²/s) mit dem Durchmesser der größten stabilen Einzelblase in sauerstofffreiem Wasser (ρf = 1000 kg/m³, ηf = 10-3 Pa s, σf = 0,072 N/m) zurücklegen, bis 80 % des O2 aus der Luft absorbiert sind. Hinweis: Der Durchmesser der Luftblase wird vereinfachend als konstant angesehen. 21. Zur Bestimmung des Stoffübergangskoeffizienten werden kugelförmige Harn~ stoff-Partikeln ( M = 60 kg/kmol, ρP = 1335 kg/m³, D = 1,18 ⋅ 10-9 m²/s) leicht unterschiedlicher Größe in dem abgebildeten Versuchsaufbau in Wasser fallengelassen und die Fallzeiten zwischen den einzelnen Punkten gemessen. Nach Durchlaufen der Strecke 0 – 0,2 m kann der Stofftransport als stationär angesehen werden. (Für die Sättigungskonzentration des Harnstoffs in Wasser gilt c*Harnstoff f = cHarnstoff s/5,52.) 1

Messwerte nach [Petrescu et al. 1997]

12.3 Aufgaben

387

0m

Fallzeit in s 0,2 m (A)

Vers. Nr. 1 2 3 4 5

0,4 m (B)

AB 2,85 2.1 2,6 2,4 2,2

BC 5,25 4,3 4,2 5,5 4,4

CD 4,55 2,6 4,9 4,5 3,2

0,78 m (C) 0,93 m (D)

a) Bestimmen Sie für die Abschnitte AB, BC und CD Mittelwerte für die Sinkgeschwindigkeit, den Partikeldurchmesser und den Stoffübergangskoeffizienten. b) Die Ergebnisse aus a) sind in Form eines Diagramms Sh = f (Pe) darzustellen und mit den bekannten Stoffübergangsbeziehungen zu vergleichen. c) Wie lange muss eine anfänglich 2 mm große Harnstoffkugel unter stationären Bedingen fallen, bis 5 ⋅ 10-3 g Harnstoff gelöst werden? 3. Von einer festen Kugel wird der Stoff A an ein angrenzendes, ruhendes Fluid übertragen, in dem A in einer homogenen chemischen Reaktion 1. Ordnung abreagiert. a) Bestimmen Sie das Konzentrationsfeld über die Aufstellung einer differentiellen Massenbilanz und anschließende Lösung der resultierenden Differentialgleichung. b) Welcher Zusammenhang zwischen Sh und Da korrespondiert mit diesem Konzentrationsfeld? 4. Eine 8 mm Katalysatorkugel wird bei Umgebungsdruck von einem 180 °C heißen Luft-Propen-Gemisch angeströmt. Die Strömungsgeschwindigkeit beträgt 3,5 mm/s, der Massenanteil des Propens 0,002. An der Katalysatoroberfläche wird das Propen vollständig oxidiert: C3H6 + 4,5 O2 → 3 CO2 + 3 H2O Wieviel Propen wird in einer Stunde umgesetzt? Hinweis: Die Temperaturerhöhung infolge der Reaktion und damit die Veränderungen der Stoff- und kinetischen Daten können vernachlässigt werden. ρKat = 1400 kg/m³ ρg = 0,77 kg/m³ ηg = 2,53 ⋅ 10-5 kg/(ms)

388


DPr/Luft kw ~ M Pr ~ M Luft

= 2,55 ⋅ 10-5 m²/s = 0,064 m/s = 42 kg/kmol = 28 kg/kmol

5. In einer Kaffeekanne mit ungesüßtem Kaffee (ρf = 1000 kg/m³, νf = 10-6 m²/s) ~ befindet sich eine Zuckerkugel (ρZucker = 1520 kg/m³, M Zucker = 180 kg/kmol, -10 c*Zucker f = 4,35 kmol/m³, DZucker/Kaffee = 5,8 ⋅ 10 m²/s), welche aufgelöst werden soll. Es ist die Lösezeit für den folgenden Fall zu bestimmen: Das kugelige Zuckerteilchen wird durch Rühren aufgewirbelt und sinkt danach zu Boden. Beim Absinken löst es sich von einem Durchmesser von 1 mm auf einen Enddurchmesser von 0,1 mm auf. Es zeigt sich, dass der Durchmesser annähernd linear mit der Zeit abnimmt. Hinweis: Bezeichnet man die übergehende Komponente Zucker mit A, so beträgt die zeitliche Änderung der Masse MA des Zuckerkorns mit dem Radius R dM A 4 = − β A P (ρ A 0 − ρ A ∞ ); M A = π R(t) 3 ρ A dt 3 a)

Es ist eine Massenstrombilanz der Kugel mit stationärem Stofftransport aufzustellen. b) Welche Gleichung ergibt sich für die Lösezeit aus der Bilanz? c) Wie groß ist der mit dem mittleren Partikeldurchmesser berechnete Stoffübergangskoeffizient? d) Wie groß sind die Lösezeit und die benötigte Höhe der Kaffeekanne? 62. Eine organische Flüssigkeit soll mit der Komponente A zu 90 % gesättigt werden. Hierzu steht eine gesättigte wässrige Lösung von A zur Verfügung. Die wasserunlösliche organische Flüssigkeit wird in kleinen Tropfen (dP = 2 mm) dispergiert und steigt in der gesättigten wässrigen Phase auf (Aufstiegsgeschwindigkeit wP = 0,01 m/s). Der Diffusionskoeffizient von A ist in beiden Phasen gleich D = 10-9 m²/s. Die Löslichkeit von A in der organischen Phase ist 200fach höher als in Wasser. Die Konzentration von A in der wässrigen Phase bleibt unverändert aufgrund des hohen Überschusses. Die Anfangskonzentration von A in der organischen Phase ist gleich null. Welche Höhe der Wassersäule ist erforderlich für eine 90 %ige Sättigung in der organischen Phase? 72. Kleine kugelförmige Partikeln aus Benzoesäure (dP = 0,4 mm, ~ ρs = 1075 kg/m³, M A = 122 kg/kmol) werden in Natronlauge (ρf = 1076 kg/m³, ηf = 1,5 ⋅ 10-3 Pa s) aufgelöst. Die chemische Reaktion zwischen der Säure (A) und der Lauge (B) verläuft spontan. 2


12.4 Literatur

389

a) Leiten Sie folgenden Zusammenhang für den Beschleunigungsfaktor E = 1+

DB cB∞ D A c *Af

her unter der Annahme, dass die Relativgeschwindigkeit zwischen Partikeln und Flüssigkeit vernachlässigt werden kann. b) Welche Zeit ist für die völlige Auflösung der Partikeln erforderlich? c) Ist die Vernachlässigung der Relativbewegung zwischen Partikeln und Flüssigkeit zulässig? Gegeben: DA = 8 ⋅ 10-10 m²/s DB = 2 ⋅ 10-9 m²/s Sättigungskonzentration Benzoesäure c*Af = 1,6 ⋅ 10-2 kmol/m³ Mittlere Laugenkonzentration cB∞ = 1,7 kmol/m³

12.4 Literatur Allgemein Brauer H (1971) Stoffaustausch. Verlag Sauerländer, Aarau Brauer H (1979) Particle/Fluid Transport Processes. Fortschritte der Verfahrenstechnik 17:61–99 Clift R, Grace JR, Weber ME (1978) Bubbles, Drops, and Particles. Academic Press, New York Kumar A, Hartland S (1999) Correlations for Prediction of Mass Transfer Coefficients in Single Drop Systems and Liquid-Liquid Extraction Columns. Trans IChemE 77:372– 384 Mersmann A (1986) Stoffübertragung. Springer, Berlin Heidelberg New York Speziell Beek WJ, Muttzall KMK, van Heuven JW (1999) Transport Phenomena. 2. Aufl, John Wiley & Sons Ltd, Chichester Friedländer SK (1961) A note on transport to spheres in Stokes flow. AIChE J 7:347–348 Hadamard J (1911) Mouvement permanent lent d'une sphère liquide et visquese dans un liquide visqueux. C R Acad Sci Paris 152:1735–1743 Heerties PM, Holve WA, Talsma H (1954) Mass transfer between isobutanol and water in a spray column. Chem Eng Sci 3:122–142 Heinisch R, Schütt E (1989) Zur Verknüpfung von Stoffübergang und physikalischen bzw. chemischen Wandvorgängen in technischen Reaktionen. Wärme- und Stoffübergang 24:311–319 Hsu NT, Sage BH (1957) Thermal and material transfer in turbulent gas streams. Local transports from spheres. AIChE J 3:405–410 Krischer O, Kast W (1978) Die wissenschaftlichen Grundlagen der Trocknungstechnik. Springer, Berlin Heidelberg New York Kronig R, Brink JC (1950) On the theory of extraction from falling drops. Appl Sci Res A 2:142–154

390


Lochiel AC, Calderbank PH (1964) Mass Transfer in the continous phase around axisymmetric bodies of revolution. Chem Eng Sci 19:471–484 Mahendru HL, Hackl A (1981) Einfluss der Tropfenoszillation auf die Endgeschwindigkeit von Einzeltropfen. Chem Ing Tech 53:55 Petrescu S, Petrescu J, Lisa C (1997) Mass transfer at solid dissolution. Chem Engng J 66:57–63 Piarah WH (2001) Numerische Untersuchung des instationären Stofftransports an und in umströmten Einzeltropfen. Verlag Köster, Berlin Rybczynski W (1911) Über die fortschreitende Bewegung einer flüssigen Kugel in einem zähen Medium. Bull Inst Acad Sci Cracovie, A:40–46

13 Wirbelschichten

In einer sogenannten Wirbelschicht findet eine Aufwirbelung bzw. Fluidisierung fester Partikeln, die im Ruhezustand in Form einer Feststoffschüttung vorliegen, durch eine aufwärts gerichtete Gas- oder Flüssigkeitsströmung statt. Dieses Kontaktverfahren zeigt einige Besonderheiten, die für eine Reihe technischer Prozesse vorteilhaft genutzt werden können. Seit Einführung dieser Technologie in die großtechnische Produktion durch Winkler im Jahre 1926 zur Kohlevergasung haben Wirbelschichten daher Einzug in eine Vielzahl weiterer Anwendungsbereiche gehalten. Neben zahlreichen chemischen Produktionsprozessen werden u.a. Trocknungsverfahren und Adsorptionsvorgänge ebenso wie Verbrennungen und biotechnologische Prozesse industriell unter Verwendung von Wirbelschichten betrieben (s. z.B. [Kunii u. Levenspiel 1991]). Wirbelschichten können auch dreiphasig als g/s/f-System betrieben werden. Auf diese Anwendung wird in diesem Kapitel allerdings nicht weiter eingegegangen.

13.1 Erscheinungsformen von Wirbelschichten Um Feststoffpartikeln aus einer Schüttung aufwirbeln zu können, ist das Über schreiten eines minimalen Fluidvolumenstromes V L bzw. der Lockerungsleerrohrgeschwindigkeit vL erforderlich. In der Wirbelschicht werden die Partikeln durch den Fluidstrom in Schwebe gehalten. Hierbei ist der Strömungsdruckverlust ΔpWS gleich dem um den Auftrieb verminderten Gewicht des Feststoffs, welches auf die gesamte Querschnittsfläche des Apparates bezogen wird:

ΔpWS =

FG − F A V s ( ρ s − ρ f ) ⋅ g A H (1 − ε ) ( ρ s − ρ f ) ⋅ g = = A A A

(13.1)

Mit ε wird die sogenannte Porosität oder das Lückenvolumen (s. Abschn. 7.1) bezeichnet:

ε=

V ges − Vs V ges


(13.2)

392

13 Wirbelschichten

Bei niedrigeren Geschwindigkeiten als vL liegt die Feststoffschüttung als Festbett vor (s. Abb. 13.1a). Wird eine Flüssigkeit zur Fluidisierung eingesetzt, so expandiert das vormalige Festbett gleichmäßig (Fließbett oder homogene Wirbelschicht s. Abb. 13.1b und c). Wird dagegen zum Aufwirbeln ein Gas verwendet, bilden sich ab einer gewissen Gasbelastung nahezu feststofffreie Gasblasen aus (inhomogene oder heterogene Wirbelschicht, s. Abb. 13.1d). Hierbei nimmt die Blasengröße mit zunehmender Steighöhe deutlich zu. Wenn der Apparatedurchmesser gering ist (Laborapparat), wachsen die Gasblasen u.U. bis zur Größe des Querschnitts an. Wie in Abb. 13.1e dargestellt, steigen dann Gaskolben im Apparat nach oben, der Feststoff wird periodisch und stoßartig angehoben und fällt wieder zurück (stoßende Wirbelschicht). Von einer bestimmten Geschwindigkeit an kommt es zu einem wachsenden Austrag von Feststoff aus dem Apparat. Die ursprünglich vorhandene scharfe Trennlinie zwischen Wirbelschicht und freiem Gasraum verschwindet. Außerdem nimmt die Feststoffkonzentration mit steigender Höhe kontinuierlich ab. Lediglich in dem idealisierten Fall eines monodispersen Systems wäre die Partikelkonzentration unabhängig von der Höhe. Statt der Gasblasen treten turbulent sich bewegende Feststoffballen auf, zwischen denen sich Hohlräume unterschiedlicher Größe und Form befinden (Abb. 13.1 f). Dieser Zustand wird als turbulente Wirbelschicht bezeichnet. Zur Aufrechterhaltung eines stationären Betriebs muss der aus dem Apparat ausgetragene Feststoff unter Zuhilfenahme apparativer Zusatzeinrichtungen (z.B. Zyklone) wieder zurückgeführt werden. Auf diese Weise gelangt man zur sogenannten zirkulierenden Wirbelschicht.

a Festbett

b

c homogene Wirbelschicht

d inhomogene Wirbelschicht

e stoßende Wirbelschicht

Abb. 13.1. Charakteristische Strömungszustände in Wirbelschichten

f turbulente Wirbelschicht

13.2 Fluiddynamische Grundlagen

393

13.2 Fluiddynamische Grundlagen 13.2.1 Druckverlustcharakteristik

Festbett

Wirbelschicht

Ro hr

Δpmax / (FG - FA) 1

(ε

0,1 0,1

ΔpWS aufgrund der Ursprungsverfestigung des Gutes infolge des Eigengewichts erreicht. Beim Überschreiten des Lockerungspunktes wird durch die einsetzende Fluidisierung die Anfangsverfestigung zerstört, und der Druckverlust fällt im Wirbelschichtbereich auf den Gleichgewichtswert ΔpWS. Der Druckverlust ΔpWS bleibt für zunehmende Gasbelastung konstant, solange die Höhe der Wirbelschicht geringer als die Apparatehöhe ist und demzufolge auch keine Partikeln ausgetragen werden können. Spätestens wenn die Leerrohrgeschwindigkeit v die Sinkgeschwindigkeit der Einzelpartikel wP überschreitet, findet ein vollständiger Austrag des Feststoffs statt, die Porosität geht demzufolge gegen eins. Der Druckverlust entspricht dann demjenigen des leeren Rohres und steigt mit dem Quadrat der Leerrohrgeschwindigkeit an, da die Strömung i.A. turbulent ist.

) εL

1

wP/vL

Bezogene Gasleerrohrgeschwindigkeit vg/vL

Abb. 13.2. Druckverlustverlauf in einer gut fluidisierbaren Gas/Feststoff-Wirbelschicht bestehend aus nicht zu kleinen annähernd monodispersen Partikeln

394

13 Wirbelschichten

Bei Absenkung der Anströmgeschwindigkeit unter vL zeigt das dann lockerere Festbett (ε = εL) einen geringeren Druckverlust. Der Lockerungspunkt wird daher zweckmäßig durch den Schnittpunkt zwischen dem Festbettdruckverlust bei Absenkung der Anströmgeschwindigkeit und dem konstanten Druckverlust der Wirbelschicht festgelegt Tatsächlich tritt eine scharf definierte Lockerungsgeschwindigkeit nur bei sehr engen Partikelgrößenverteilungen auf. Die bei realen Anwendungen auftretenden breiten Größenverteilungen zeigen dagegen einen unscharfen Übergang (s. Abb. 13.3). Die kleineren Partikeln werden bereits bei Geschwindigkeiten fluidisiert, bei denen die größeren noch unbeweglich sind. Sie befinden sich dann in den Hohlräumen zwischen den großen Teilchen bereits im Schwebezustand. In diesen Fällen werden keine Hystereseeffekte wie bei monodispersen Systemen beobachtet. Die Lockerungsgeschwindigkeit ergibt sich aus dem Schnittpunkt der verlängerten Geraden des Festbettdruckverlusts mit der Horizontalen (FG-FA)/A. 13.2.2 Lockerungsgeschwindigkeit Der Berechnungsweg für die Lockerungsgeschwindigkeit vL und damit der Minimalfluidisierung basiert auf der Überlegung, dass der Lockerungspunkt auf der Grenze zwischen ruhender und wirbelnder Partikelschicht liegt. Die von dem aufwärts strömenden Fluid erbrachten Widerstandskräfte auf die Partikeln müssen gleich der um den Auftrieb verminderten Gewichtskraft sein. Daher gelten sowohl die Gesetze der ruhenden als auch der wirbelnden Schicht, so dass die Druckver10 kPa

(FG - FA) / A

Druckverlust Δp

8

6 vL 4

D = 0,152 m Luft/Dolomit Partikeln ρg = 1,2 kg/m3 ηg = 18 . 10-6 kg/ms dP = 0,18....1,4 mm

2

steigende Geschw. vg fallende Geschw. vg

0

0

10

20

30

40 cm/s 50

Gasleerrohrgeschwindigkeit vg

Abb. 13.3. Abhängigkeit des Druckverlusts einer Wirbelschicht aus Partikeln mit deutlich unterschiedlichen Durchmessern [Saxena u. Vogel 1977]


395

luste gleich gesetzt werden können. Der Druckverlust bei der Durchströmung eines polydispersen Festbetts mit einer Geschwindigkeit von vL berechnet sich gemäß der Ergun-Gleichung (Gl. (7.14b)), die umgestellt zu folgendem Zusammenhang führt:

Δp (1 − ε ) 2 1−ε η g v L + 0,29 a P ρ g v L2 = 4,17 a P2 H ε3 ε3

(13.3)

Dieser Druckverlust muss gleich dem durch Gl. (13.1) gegebenen sein. Damit lässt sich vL berechnen: vL = 7,14 (1 − ε L ) ν g a P

é ê ê ë

1 + 0,067

ù ( ρs − ρ g ) ⋅ g 1 ε L3 ú ⋅ 1 − ú (1 − ε L ) 2 ρ gν g2 aP3

(13.4)

û

Demzufolge müssen zur Berechnung der Lockerungsgeschwindigkeit vL die charakteristischen Stoffwerte des Gases (ρg, νg), die Feststoffdichte ρS, die Porosität εL am Lockerungspunkt und die volumenspezifische Oberfläche a der Partikeln bekannt sein. Die spezifische Oberfläche der Partikeln ist definiert durch aP ≡

Summe aller Partikeloberflächen im Festbett , Volumen aller Partike ln im Festbett

wobei nur die äußere Oberfläche summiert wird, die für den Durchströmungswiderstand maßgeblich ist. Innere Oberflächen (Poren) werden nicht berücksichtigt. Tatsächlich kann aP in der Praxis nicht sehr genau bestimmt werden. Dies ist einer der Gründe, weshalb vL nicht auf der Basis gemessener Partikelgrößenverteilungen aus dem Festbett unter Nutzung entsprechender Gleichungen wie Gl. (13.4) berechnet, sondern direkt gemessen werden sollte. Wie Tabelle 13.1 zeigt, steigt der Zahlenwert εL mit abnehmender mittlerer Teilchengröße und abnehmender Sphärizität ψ. Die Sphärizität ist definiert als (s. Abschn. 11.1): Tabelle 13.1. Experimentell ermittelte Werte der Lockerungsporosität εL (nach [Leva 1959]) Partikel

scharfkantiger Sand abgerundeter Sand Sandmischung (runde Partikeln) Kohle- und Glaspulver Anthrazit Aktivkohle Fischer-TropschKatalysator Karborundum

Sphärizität 20 ψ 0,67 0,86 -

mittlere Partikelgröße in μm 50

70

100

200

300

400

0,60 0,56

0,59 0,52

0,58 0,48

0,54 0,44

0,50 0,42

0,49 -

0,63 -

0,72 0,74

0,67 0,62 0,72

0,42 0,64 0,61 0,71

0,42 0,62 0,60 0,69

0,41 0,57 0,56 -

0,56 0,53 -

0,51 -

0,58 -

-

0,61

0,59

0,58 0,56

0,56 0,48

0,55 -

-

396

13 Wirbelschichten

ψ ≡

Oberfläche der Kugel gleichen Volumens Teilchenoberfläche

(11.17)

Darüber hinaus hängt die Porosität im Lockerungspunkt von der Kornverteilung ab, wie z.B. der Vergleich der Zahlen "abgerundeter Sand ψ = 0,86" und "Sandmischung" (runde Teilchen) aus Tabelle 13.1 verdeutlicht. Der eigentliche Nutzen von Gl. (13.4) besteht darin, dass auf der Grundlage gemessener vL-Werte aus einem Technikumsmaßstab vL für einen großtechnischen Apparat unter gleichen Bedingungen berechnet werden kann. Bei bekannten Stoffdaten und gemessener Porosität εL lässt sich mit gemessenem vL die spezifische Oberfläche aP bestimmen. Mit diesen Daten kann dann Gl. (13.4) dazu dienen, die Lockerungsgeschwindigkeit für andersartige Betriebsbedingungen (Druck, Temperatur, Gasart) zu berechnen [Werther 2002]. Da die Lockerungsgeschwindigkeit die wesentliche Größe für die Auslegung einer Wirbelschicht darstellt, wurde eine große Zahl experimenteller Untersuchungen zu deren Bestimmung unter verschiedensten Bedingungen durchgeführt. Hieraus resultieren zahlreiche Korrelationsgleichungen, die von [Couderec 1985] bzw. für höhere Temperaturen und Drücke von [Yang et al. 1985] zusammengefasst wurden. 13.2.3 Expansion von Fließbetten Die gleichmäßige Expansion eines Fließbettes, das mit einer Flüssigkeit fluidisiert wird, lässt sich durch den Rückgriff auf die Gesetzmäßigkeiten der Bewegung von Partikelschwärmen beschreiben. Die Sinkgeschwindigkeit der Einzelpartikeln kann mit den Angaben aus Abschn. 11.1 berechnet werden. Gemäß der Beziehung nach Richardson und Zaki (s. Abschn. 11.3) gilt für die Sinkgeschwindigkeit im Schwarm: wss m = ε m = (1 − ϕ v ) wP

(11.43)

Der Exponent m wird gegeben durch: m = 5,5 Ar −0, 06 = 5,5 (

Δρ gd P3 −0,06 ) ρ f ν 2f

(11.44)

bzw. im Stokesschen Bereich gilt m = 4,65, während für den Newtonschen Bereich m = 2,2 einzusetzen ist. Im Fall der Fließbetten ist für wss die Flüssigkeitsleerrohrgeschwindigkeit vf einzusetzen. Abbildung 13.4 zeigt für den Stokesschen Bereich Messwerte des Verhältnisses vf/wP abhängig von der Porosität, die durch Gl. (11.39) mit m = 4,65 sehr gut beschrieben werden.


397

Bezogene Fluidgeschwindigkeit vf / wP

1

0,5

Messwerte Glaskugeln/ Ethylenglykol ReP = 0,4 vf / wP = ε 4,65

0,2

0,1

0,05

0,02 0,1

0,2

0,5

1

Porosität ε

Abb. 13.4. Ausdehungsverhalten homogener Wirbelschichten im Bereich ReP 0,5 mm). Außer den allergrößten Gasblasen steigen die meisten mit geringerer Geschwindigkeit als das Gas im Zwischenraum der Suspensionsphase derart, dass Gas von unten in die Blasen einund am oberen Ende wieder austritt. Deshalb ist bei diesen Feststoffen der Gasaustauschmechanismus zwischen Blasenphase und Suspensionsphase anders als bei Materialien der Gruppe A oder Gruppe B. Die Gasgeschwindigkeit in der Suspensionsphase ist vergleichsweise hoch. In Abb. 13.5 sind ebenfalls Grenzlinien bzw. -bereiche zwischen den Gruppen eingetragen. Die eingetragenen Grenzen nach [Molerus 1982] wurden auf Basis physikalischer Überlegungen bestimmt. Von [Kunii u. Levenspiel 1991] werden folgende Beziehungen für die Grenzen angegeben. - AB Grenze æ

ρg

ö ÷ çρ −ρ ÷ g ø è s

d P*AB = 101 ç

0, 425

(13.5)

- CA Grenzbereich d P*CA = 0,68...1

(13.6)

Die CA-Grenze ist weniger genau angebbar, da sie von den Kohäsionskräften zwischen den Partikeln abhängt. 13.2.5 Betriebszustände in Wirbelschichten Während der Beginn der Aufwirbelung durch die Lockerungsgeschwindigkeit vL beschrieben wird, lässt sich der Arbeitsbereich, also derjenige Parameterbereich, in dem eine Wirbelschicht technisch betrieben werden kann, und die benötigte Gasgeschwindigkeit für einen bestimmten Betriebszustand mit Hilfe der Abb. 13.6 bestimmen. Auf der Abszisse wird dabei der dimensionslose Partikeldurchmesser d P∗ = d P 3

ρ g (ρ s − ρ g ) ⋅ g η 2g

= Ar 1 / 3

(13.7)

auf der Ordinate die dimensionslose Gasgeschwindigkeit v∗ = v g

3

ρ 2g η g (ρ s − ρ g ) ⋅ g

(13.8)

400

13 Wirbelschichten

ηg Δρ g

m. eu r t pn nspo a Tr

101

zirkulierende Wirbelschicht

ht hic en sc las l e b irb as W it G m

100 turbul. Wirbelschicht

10-1

=0 ,4 0 ,5 εL

P

10-2

A

fe Gl. ste K (11 uge l .12 )

C

w

Dim.lose Gasgeschw. v* = vg

3

ρg2

102

10-3 10-1

100

B

D

vL Gl. (13.4)

101

102

Dim.loser Partikeldurchmesser dP* = dP

103 3

ηg

Abb. 13.6. Allgemeines Zustandsdiagramm für die Strömungen in Gas/Feststoff-Systemen basierend auf [Grace 1986] mit zusätzlichen Angaben nach [Kunii u. Levenspiel 1991]

aufgetragen. Dieselben dimensionslosen Kennzahlen wurden bereits in Abschn. 11.1 benutzt, um die Bewegung von Einzelpartikeln zu beschreiben. In Abb. 13.6 ist die Bewegungsgeschwindigkeit fester Kugeln wP gemäß Gl. (11.12) eingetragen. Folgende physikalische Phänomene werden deutlich: - Beginn der Fluidisierung anhand der Lockerungsgeschwindigkeit vL gemäß Gl. (13.4) und die Maximalgeschwindigkeit v = wP bei monodispersen Systemen. - Der Einfluss des Partikelsystems wird durch die eingezeichneten Grenzen gemäß der Geldart-Klassifikation erkennbar. - Wirbelschichten mit Blasenbildung sind über weite Bereiche und Partikelgrößen stabil bei Geldart A und B Partikeln. Bei großen Partikeln ist der Arbeitsbereich bezüglich der Gasgeschwindigkeit weitaus eingeschränkter. Bei kleinen Partikeln beginnt die Blasenbildung erst bei einem Vielfachen der Lockerungsgeschwindigkeit. - Das Einsetzen des turbulenten Zustands liegt bei kleinen Partikeln oberhalb der Einzelpartikelsinkgeschwindigkeit. Bei großen Partikeln ist dieser Betriebszustand bereits wenig oberhalb der Lockerungsgeschwindigkeit erreicht.

13.3 Gasblasen in Wirbelschichten

-

401

Zirkulierende Wirbelschichten sind praktisch nur bei sehr kleinen Partikeln und hohen Gasgeschwindigkeiten, die um etwa den Faktor 103 größer als die Lockerungsgeschwindigkeit vL sind, erreichbar.


Höhe der Wirbelschicht

Die charakteristische Eigenschaft der Gas/Feststoff-Wirbelschicht ist das Auftreten von Gasblasen. Oberhalb der minimalen Blasengeschwindigkeit durchströmt nur ein bestimmter Anteil des Fluidisiergases die dichte Suspensionsphase. Das übrige Gas passiert die Wirbelschicht in Form von praktisch feststofffreien Gasblasen, deren Aufstiegsgeschwindigkeit sich nennenswert von der Durchströmungsgeschwindigkeit des restlichen Anteils der Gasphase unterscheiden kann. Auf der einen Seite ist die Existenz der Blasen vorteilhaft, da die Mischwirkung der Blasen Ursache der intensiven Feststoffvermischung in der Wirbelschicht ist. Die intensive Feststoffbewegung ist maßgeblich sowohl für die Temperaturkonstanz innerhalb des Bettes als auch für die vergleichsweise hohen Wärmeübergangszahlen zwischen Bett und Wärmetauscherflächen [Martin 2002]. Andererseits kann die Existenz der Blasen auch nachteilig sein. In einem katalytischen Wirbelschichtreaktor, in dem der Feststoff eine Gasphasen-Reaktion katalysiert, kann die Bypasswirkung der Blasen den Gesamtumsatz des Reaktors merklich beeinflussen. Die nachstehend mitgeteilten Ergebnisse gelten im wesentlichen für Partikeln der Gruppe B, d.h. für solche, bei denen die Blasenbildung unmittelbar nach Überschreiten des Lockerungspunkts einsetzt und bei denen unbegrenztes Blasenwachstum beobachtet wird.

Druckverlauf durch die Blase Blasenkorona

mitgeschleppter Partikelnachlauf

Druckverlauf in homogener Wirbelschicht

Druck p

Abb. 13.7. Druckverlauf im Nahbereich einer einzeln aufsteigenden Gasblase

402

13 Wirbelschichten

Wegen der mangelnden optischen Zugänglichkeit der Wirbelschicht ist die Erfassung des lokalen Zustands im Innern einer ausgedehnten Schicht außerordentlich schwierig. Die wesentlichen Wirkungen der Gasblasen auf die Eigenschaften einer Wirbelschicht lassen sich aus der Beobachtung einzelner Blasen bei gering über den Lockerungspunkt fluidisierten Betten erklären. Die verschiedenen theoretischen und experimentellen Befunde lassen sich zu folgendem Bild zusammenfassen (vgl. Abb. 13.7). Die aufsteigenden Blasen besitzen in der oberen Hälfte Kugelform. Die Partikeln an der Blasenoberfläche werden im Verlauf des Blasenaufstiegs fortlaufend erneuert. Ähnlich der fluidumströmten Feststoffkugel ab Re > 20 bildet sich eine Wirbelschleppe am unteren Blasenende aus, in der Partikeln mit nach oben geschleppt werden. Dieser Effekt wird besonders anschaulich durch Abb. 13.8, in der eine Sequenz von Fotos eines Blasenaufstiegs schematisch dargestellt ist. Dieser Partikelbewegung entspricht der Druckverlauf innerhalb der Blase. Während die gestrichelte Linie in Abb. 13.7 den Druckverlauf in der ungestörten Suspensionsphase zeigt, beschreibt die ausgezogene Linie den Druckverlauf in der Blase längs der vertikalen Symmetrielinie. Dem Druckgradienten folgend strömt Gas von unten in die Blase ein und nimmt dabei Partikeln von unten in den Nachlauf hinein. Aus diesem Grund sind die Gasblasen unten abgeplattet mit einer Erhöhung in der vertikalen Achse. Da sich der Nachlauf nicht beliebig mit Partikeln anreichern kann, trennen sich nach einer gewissen Lauflänge Partikeln aus dem Nachlauf ab. Entsprechend dem Druckgradienten strömt im oberen Blasenanteil Gas aus der Blase in die Suspensionsphase. Außer bei sehr kleinen Blasen ist die Blasenaufstiegsgeschwindigkeit erheblich größer als die Gasgeschwindigkeit in der Suspensionsphase. Das austretende Gas tritt daher relativ zur schnell aufsteigenden Blase nach unten und tritt am unteren Ende wieder in die Blase ein (s. Abb. 13.9). Der um die Blase befindliche Bereich, in dem das zirkulierende Gas eindringt, wird als Blasenkorona bezeichnet. Mit wachsender Blasengeschwindigkeit wird die relative Eindringtiefe des Blasengases in die Suspensionsphase immer geringer. Das Geschwindigkeitsfeld um die Blase hängt ausschließlich vom Verhältnis der relativen Aufstiegsgeschwindigkeit der Blase wB zur Geschwindigkeit des zwischen den Partikeln aufsteigenden Gases wg = vg/ε ab.

farbloser Feststoff farbiger Feststoff

Abb. 13.8. Schematische Darstellung des Mitreißens von Feststoff durch eine aufsteigende Blase nach Fotografien von [Rowe u. Partridge 1965]


403

schnell aufsteigende Blase

RK Korona

dünne Korona

Korona

RB Gas verbleibt fast vollständig in der Blase wB / wg = 1,1

wB / wg = 7

wB / wg > 100

Abb. 13.9. Gas-Stromlinien im Nahbereich einer aufsteigenden Gasblase (nach [Kunii u. Levenspiel 1991] (lediglich die linke Seite wird dargestellt, die rechte ist symmetrisch)

Diese an Einzelblasen gewonnenen Befunde liefern folgende wichtige Einsichten in das Verhalten von Gas/Feststoff-Wirbelschichten: a) Die Gasblasen transportieren Partikeln in der Wirbelschicht durch Mitnahme im Nachlauf aufwärts. b) Die Zirkulationsströmung des Gases innerhalb der Blasen ist für eine erhebliche Bypass-Wirkung der Blasen verantwortlich, da kaum Gasaustausch stattfindet. c) Infolge des Unterdruckes am unteren Blasenende saugen größere schnellere Blasen kleinere, langsamere Blasen nach dem Überholen von unten ein und koaleszieren mit diesen. Die Folge dieser Koaleszenz ist ein rasches Blasenwachstum in Steigrichtung. Unter realen Betriebsbedingungen findet in der Wirbelschicht eine deutliche Blasenkoaleszenz statt. Dieser Vorgang unterscheidet sich allerdings nachhaltig von der Koaleszenz von Gasblasen in einer Flüssigkeit, da in Wirbelschichten oberflächenaktive Substanzen nicht auftreten. Experimente (s. Abb. 13.10) zeigen ein Anwachsen der Blasengröße mit steigender Gasbelastung und zunehmender Entfernung vom Gasverteiler, das zusätzlich noch stark vom Stoffsystem abhängt. Dies ist zu erwarten, da eine wesentliche Variable, die Differenz vg-vL nicht in Abb. 13.10 berücksichtigt wird. Für das Wachstum von Blasen in Wirbelschichten während ihres Aufstiegs wurde von [Werther 2002] folgende dimensionsbehaftete Gleichung für den mittleren Blasendurchmesser angegeben: (

dB ) = 0,0085 m

[ 1 + 27 ( v − v L ) ] 1 / 3 [ 1 + 6,8 H ] 1,2

mit folgendem Gültigkeitsbereich

m/s

m

(13.9)

404

13 Wirbelschichten

8,9

20

15 5 ,6

10

g /v L =

11

3,6

5

2 8,

1,8

v

Blasendurchmesser dB

7,

3

cm

5 =4 v g/v L 1,5

0

0

10

20

Hiraki et al. Kobayashi et al. Toei et al.

30

cm

50

Entfernung vom Gasverteiler h

Abb. 13.10. Abhängigkeit der mittleren Blasengröße von der Höhe über dem Gasverteiler in Wirbelschichten aus Geldart A und B Partikeln nach [Kunii u. Lebenspiel 1991] (Literaturzitate s. dort)

D > 0,2 m 0,1 ≤ dP < 0,35 mm

; ;

0,01 ≤ vL ≤ 0,08 m/s 0,05 ≤ vg-vL ≤ 0,3 m/s

Das lokale Geschehen in Wirbelschichten erweist sich als derart komplex, dass es - wenigstens zum gegenwärtigen Zeitpunkt - bestenfalls durch empirische Korrelationen wie Gl. (13.9) beschreibbar ist. Das Ausmaß der Volumenzunahme der aufsteigenden Blasen wird durch Abb. 13.10 illustriert. Während des Steigwegs von weniger als einem Meter kann das Blasenvolumen um zwei oder mehr Zehnerpotenzen zunehmen.

13.4 Feststoffmischung in Wirbelschichten In der Wirbelschleppe aufsteigender Blasen werden Partikeln aufwärts transportiert. Während des Blasenaufstiegs werden immer wieder Teile der Wirbelschleppe abgeworfen (s. Abb. 13.8). Im Zuge des weiteren Aufstiegs füllt sich das Nachlaufgebiet dann erneut mit Partikeln. Dieser Feststofftransportmechanismus in der Wirbelschleppe ist ausschlaggebend dafür, dass die vertikale Feststoffmischung um ein bis zwei Zehnerpotenzen besser als die horizontale ist. Aus Kontinuitätsgründen ist mit dem Aufwärtstransport eine lokale Abwärtsbewegung verbunden. Messungen zeigen, dass eine charakteristische Ungleich-

13.4 Feststoffmischung in Wirbelschichten

405

verteilung der Blasen über den Querschnitt der Wirbelschicht vorliegt, wie dies Abb. 13.11 links zeigt. Mit zunehmender Entfernung vom Verteilerboden prägt sich die Ungleichverteilung stärker aus. Hieraus resultiert zwangsläufig eine Feststoffzirkulation, wie sie in Abb. 13.11 rechts schematisch dargestellt ist. Weiterhin wird der Fluidisationszustand stark vom Apparatedurchmesser beeinflusst. Abbildung 13.12 zeigt den in einem Abstand von 15 cm vom Aufgabeboden gemessenen lokalen Blasenvolumenanteil ϕv in Wirbelschichten von 100 und 200 mm Durchmesser. Der mit den Blasen an die Bettoberfläche geschleppte Feststoff strömt anschließend bevorzugt in Zonen verringerter Blasenentwicklung wieder abwärts. Hierdurch wird die Ungleichverteilung der Blasen über den Bettquerschnitt weiter verstärkt und stabilisiert. Die Existenz der Feststoffzirkulation ist zwar für katalytische Wirbelschichtreaktionen nachteilig, da durch die Abwärtsströmung der Suspensionsphase bereits ausreagiertes Gas rückvermischt wird, für andere Anwendungen aufgrund der intensiven Feststoffdurchmischung aber durchaus von Vorteil. Mathematische Beschreibung der Feststoffvermischung Die Vermischung des Feststoffs findet durch vertikale und horizontale Bewegungen des Feststoffs statt. Bei der modellmäßigen Beschreibung müssen diese Richtungen separat betrachtet werden. Üblicherweise wird die Feststoffmischung unter Anwendung des sogenannten Dispersionsmodells (s. Abschn. 3.2) beschrieben, welches analog zum Fickschen Gesetz aufgebaut ist:

bezogener Blasengasstrom VB / A

n s ≡ − D s

∂ cs ∂x

(13.10)

25 cm3 cm2 s

Sand vL = 1,35 cm/s vg = 20 cm/s D=1m 10 cm

15 5 cm 10 5 h = 30 cm 0

0

10

20

30

cm

Entfernung von der Bettmitte

50 Feststoffzirkulation

Abb. 13.11. Räumliche Verteilung der Blasen in einer Wirbelschicht und daraus abgeleiteter Feststoffumlauf (nach [Werther 1977])

406

13 Wirbelschichten

lokaler Blasenvolumenanteil

0,25 0,20 0,15 0,1 0,05 D = 0,1 m -5

D = 0,2 m

0 cm 5

0

-10

rad. Position

-5

0

cm

10

rad. Position

Abb. 13.12. Abhängigkeit des lokalen Blasenvolumens vom Abstand r von der Rohrachse in einer Höhe von 15 cm oberhalb des Aufgabebodens in Wirbelschichten unterschiedlicher Durchmesser (nach [Wirth 2002]) Versuchsgut Quarzsand ( d p = 85 μm, vL = 1,8 cm/s), vg = 8,94 cm/s

Mit zunehmender Gasbelastung und steigenden Apparateabmessungen steigt der Dispersionskoeffizient Ds aufgrund des intensivierten Transports sowohl in vertikaler als auch in horizontaler Richtung an. Die vertikale Feststoffvermischung in Apparaten ohne Einbauten wurde vielfach untersucht. Für Feststoffe der Gruppe A und B kann, wie Abb. 13.13 links zeigt, folgende empirische Gleichung [Kunii u. Levenspiel 1991] für schlanke Apparate verwendet werden: (

Dsv 2

m /s

) = 0,06 + 0,1 (

vg m/ s

)

(13.11)

Da die Feststoffzirkulation sich umso deutlicher ausbildet je größer der Apparatedurchmesser D ist, steigt der Dispersionskoeffizient mit den Behälterabmessungen (s. Abb. 13.13 rechts). Für diesen Fall wurde experimentell gefunden [Kunii u. Lebenspiel 1991]: æ Dsv ö ç ÷ 2 èm /sø

æDö ÷ èmø

= 0,3 ç

0,65

(13.12)

Hiermit wird allerdings nur ein recht grober Anhaltswert bestimmt. So werden in der Praxis deutliche Auswirkungen der Partikelgrößenverteilung und Apparateeinbauten beobachtet. Der horizontale Dispersionskoeffizient ist etwa um den Faktor 10 bis 100 niedriger als der vertikale.

0,16

Dispersionskoeffizient Dsv

Dispersionskoeffizient Dsv

13.6 Stoffübergang zwischen Fluid und Partikeln

D = 0,15 m

m2 / s 0,12

Gl. (13.11) 0,08

0,04 0

0,4

0,8

m/s

1,2


407

100 Gl. (13.12)

m2 / s

10-1

vg = 0,2...0,5 m/s 2 2

10-1

100

m

101

Behälterdurchmesser D

Abb. 13.13. Vertikale Dispersion von feinen Feststoffpartikeln nach Angaben verschiedener Autoren [Kunii u. Levenspiel 1991] (Literaturzitate s. dort)

13.5 Gasphasenvermischung in Wirbelschichten Wird die Strömung und die Durchmischung des Gases in Wirbelschichten durch das Dispersionsmodell beschrieben, erreichen die entsprechenden Koeffizienten Dgv und Dgh der Gasphasendispersion in senkrechter und horizontaler Richtung Werte gleicher Größenordnung wie diejenigen der Feststoffdispersion. Abbildung 13.14 verdeutlicht den Einfluss des Bettdurchmessers D auf den vertikalen Dispersionskoeffizienten Dgv. Die Zunahme des Dispersionskoeffizienten mit steigenden Bettabmessungen ist analog zur Feststoffdispersion auf die Ausbildung einer großräumigen Feststoffzirkulation zurückzuführen, die sich in größeren Apparaten stärker ausprägt. Die Durchmischung ist demzufolge in größeren Apparaten höher als in kleineren. Wie bei der Feststoffvermischung liegen die Koeffizienten der horizontalen Dispersion um den Faktor 10 bis 100 niedriger als diejenigen der vertikalen Gasdispersion.

13.6 Stoffübergang zwischen Fluid und Partikeln Wärme- und Stoffübergangskoeffizienten zwischen Fluid und Partikeln fügen sich gut zwischen die entsprechenden Werte für das Festbett (s. Kap. 7) einerseits und die einzelne überströmte Kugel (s. Kap. 12) andererseits. Der Stoffübergang an eine feste Einzelkugel mit der Anströmgeschwindigkeit wP lässt sich mit den Gln. (12.3 bis 12.5) berechnen. In einer Wirbelschicht ist die effektive Geschwindigkeit zu verwenden

13 Wirbelschichten

bez. Dispersionskoeffizient Dgv / vg

408

100

m

100

10-1 5

10-1

100

m

101

Behälterdurchmesser D

Abb. 13.14. Dispersionskoeffizient für die vertikale Gasrückvermischung in einer Wirbelschicht in Abhängigkeit vom Bettdurchmesser nach Angaben verschiedener Autoren ([Miyauchi et al. 1981] sowie [Kunii u. Levenspiel 1991])

weff = v g / ε g

(13.13)

in der εg das aktuelle bezogene Lückenvolumen darstellt. Für durchströmte Festbetten berechnen sich die Stoffübergangskoeffizienten z. B. mit den Gln. (7.18 bis 7.20). Abbildung 13.15 [Martin 1980] zeigt die Abhängigkeit der Sherwoodzahl von der Reynoldszahl für die feste Einzelkugel sowie das Festbett. Zusätzlich sind die Kurven für konstante Archimedeszahlen eingetragen, die einen vorgegebenen Partikeldurchmesser kennzeichnen. Charakteristisch für Wirbelschichten ist die annähernde Unabhängigkeit des Stoffübergangskoeffizienten vom Durchsatz und damit von der Reynoldszahl. Daher reicht es üblicherweise aus, die Sherwoodzahl für die überströmte Einzelkugel bei der zugehörigen Sinkgeschwindigkeit zu berechnen. Tatsächlich zeigen einige experimentelle Ergebnisse leicht nach oben gekrümmte Kurven mit einem flachen Maximum bei mittleren Porositäten von εg = 0,6 bis 0,8. Der gleiche Sachverhalt ergibt sich, wenn die Gl. (7.21) zur analogen Bestimmung des Stoffübergangskoeffizienten herangezogen wird.

13.7 Modellierung von Wirbelschichtreaktoren Modelle zur Beschreibung von Wirbelschichtreaktoren müssen sowohl die Fluiddynamik, den Stoffaustausch zwischen Fluid und Feststoff sowie die Reaktionskinetik erfassen. Dies wird im Rahmen neuerer Modelle unter Nutzung leistungsfähiger PC ausgeführt. Ausgangspunkt sind die lokalen Stoffaustauschbeziehungen,

13.8 Technische Anwendungen

102

104

Sherwoodzahl Sh

Sc = 0,7 ε= t tb e t F es ReP = 102

101 101

(Ar = 8,5.103) Einz

409

(2,9.107)

0 ,4 103

(4,0.105) ε=

1

el elkug

(3,4.102) 100 100

101

102

103

104

Reynoldszahl Re

Abb. 13.15. Stoffübergang Fluid/Partikel in einer Wirbelschicht nach [Martin 1980]

die in Bilanzgleichungen für ein differentielles Volumenelement eingesetzt werden. Die resultierende Gleichung wird numerisch integriert. Diese Vorgehensweise wird am parallel gelagerten Beispiel der Blasensäulen in Kap. 19 erläutert.

13.8 Technische Anwendungen Die Anwendungsfelder von Wirbelschichten sind breit gestreut und umfassen physikalische Prozesse wie Feststofftrocknungen, Adsorptionen, Oberflächenbeschichtungen oder Wärmeaustauschvorgänge. Im Bereich der chemischen Synthese werden Wirbelschichten i.A. eingesetzt, um eine möglichst konstante Temperaturführung zu realisieren. Der Feststoff kann dabei ein Katalysator oder ein Reaktionsedukt sowie ein -produkt sein. Zwei charakteristische Beispiele werden nachstehend erläutert. Zahlreiche weitere Anwendungen finden sich z.B. in [Kunii u. Levenspiel 1991; Werther 1992]. 13.8.1 Acrylnitrilsynthese Der entscheidende Faktor für den Einsatz eines Wirbelschichtreaktors für die heterogen katalysierte Acrylnitrilsynthese (s. Abb. 13.16) im Sohio Prozess ist die Beherrschung der freigesetzten hohen Reaktionsenergie (ΔhR = - 515 kJ/Mol). Die Reaktion muss aus Selektivitätsgründen bei 400 - 500 °C und Gaskontaktzeiten

410

13 Wirbelschichten

Produktgas

Dampf Rohrbündel Wasser

NH3, C3H6 Verteilerboden Luft

Abb. 13.16. Reaktor für die Acrylnitrilsynthese [Kunii u. Levenspiel 1991]

von 5 - 20 s durchgeführt werden. Anderenfalls werden zuviele Neben- und Folgeprodukte gebildet. Die Reaktionsenergie wird über vertikale Rohrbündel, die innerhalb des Betts angeordnet sind, abgeführt und zur Erzeugung von Hochdruckdampf genutzt. Um den Feststoffaustrag mit dem gasförmigen Reaktionsprodukt zu begrenzen, werden in den Apparat Zyklone integriert. Technisch übliche Reaktordurchmesser liegen zwischen 3 bis 8 m, Partikelgrößen zwischen 10 und 200 μm, Gasleerrohrgeschwindigkeiten zwischen 0,4 und 0,7 m/s. Die Katalysatorregeneration, die zur Entfernung des sich ablagernden Kohlenstoffs erforderlich ist, wird durch Abbrand realisiert. Dieser findet in dem Bereich zwischen dem Gasverteiler für das Gemisch aus NH4 und Propylen und dem Lufteintritt statt. 13.8.2 Verbrennung von Kohle Die gute Durchmischung und die hohe Wärmekapazität von Wirbelschichten erlauben eine stabile Verbrennung von Kohle bei niedrigen Temperaturen (ca. 850 °C), wodurch die Emission von Stickoxiden reduziert werden kann. Kohlepartikeln zwischen 3–6 mm werden pneumatisch in die Wirbelschicht eingeblasen. Die zusätzliche Zugabe von Kalkstein bewirkt eine Bindung des entstehenden SO2

13.8 Technische Anwendungen

411

durch Bildung von CaSO4. Abbildung 13.17 zeigt eine Wirbelschichtfeuerung für die Anwendung in einem Kraftwerk in Form einer zirkulierenden Wirbelschicht. Die stufenweise Zufuhr von Verbrennungsluft (übliche Gasgeschwindigkeiten betragen mehrere m/s) minimiert die NO-Bildung im unteren Bereich der Brennkammer. Die Luftzugabe im oberen Teil der Brennkammer vervollständigt die Verbrennung durch Oxidation des größten Teils des CO. Ein Teil des zirkulierenden Feststoffs wird durch einen externen Kühler geführt, der die Flexibilität der Regelung erhöht und Laständerungen in breiten Bereichen ermöglicht. Entscheidendes Merkmal dieses Feuerungsofens ist die weitgehend gleichmäßige Temperatur im gesamten Feuerungsraum. Um eine Bypass-Strömung durch den Zyklon zu vermeiden, befindet sich am unteren Ende des Zyklons ein Syphon. Die Begasung des Wärmetauschers sowie des Syphons dient zur Aufrechterhaltung des fluidisierten Zustands, da sich der Feststoff andernfalls absetzen würde.

Überhitzer Verdampfer

Feststoff Zirkulation ohne Wärmeaustausch

Feststoff Zirkulation mit Wärmeaustausch

Abb. 13.17. Wirbelschichtfeuerung. 3 Kohle/Kalkstein Zufuhr, 4 Luftverteiler, 5 Primärluft Einlass, 6 Sekundärluft Stutzen, 7 Wirbelluft, 8 Heißgas Erzeuger, 9 Verdampfer, 10 Überhitzer, 12 wassergekühlte Wand, 13 Syphon, 14 Auslassrohr (nach Fujima zit. in [Kunii u. Levenspiel 1991])

412

13 Wirbelschichten

13.9 Aufgaben 1.1 Für die in Abb. 13.3 dargestellte Wirbelschicht soll der Bereich ermittelt werden, in dem die Gasleerrohrgeschwindigkeit variiert werden kann, wenn der Betrieb der Wirbelschicht ohne Verlust von Feststoff erfolgen soll. Dazu soll bestimmt werden: a) In welchem Bereich der Gasleerrohrgeschwindigkeit tritt die Aufwirbelung der Partikeln abhängig von deren Größe auf? b) Wie hoch ist die Sinkgeschwindigkeit der feinsten und der größten Feststoffteilchen? Hinweis: Zur Bestimmung der Lockerungsgeschwindigkeit soll der kleinste und der größte Partikeldurchmesser verwendet werden. Die Sphärizität der Partikel beträgt 0,67 und die Lockerungsporosität 0,62 für die feinen und 0,45 für die größten Partikeln bei einer Dichte von 2600 kg/m³. 2.1 Bestimmen Sie den Strömungszustand eines Kollektivs aus Feststoffteilchen der Dichte 1500 kg/m³ für Gasleerrohrgeschwindigkeiten von 0,4 m/s bzw. 0,8 m/s. Zwei Fälle sind zu unterscheiden: a) dP = 60 μm; ρg = 1,5 kg/m³; ηg = 200 ⋅ 10-6 kg/(ms) b) dP = 450 μm; ρg = 1 kg/m³; ηg = 250 ⋅ 10-6 kg/(ms) 3.1 Eine Schüttung aus Anthrazit-Kohlepartikeln (ρP = 2000 kg/m³, dP = 100 μm, ψ = 0,63) soll durch einen Gasstrom (ρg = 1,22 kg/m³, ηg = 18 ⋅ 10-6 kg/(ms)) aufgewirbelt werden. a) Bestimmen Sie die Sinkgeschwindigkeit eines einzelnen Korns. b) Wie groß ist die Lockerungsgeschwindigkeit vL? (Verwenden Sie Tabelle 13.1.) c) Welcher Geldart-Gruppe sind die Partikeln zuzurechnen? 4. Die Höhe einer Wirbelschicht beträgt H = 0,7 m. In dieser Schicht werden Granulatpartikeln (dP = 1mm; εL = 0,4; ρP = 1,4 ⋅ 103 kg/m³) mit Luft (ρL = 1,204 kg/m³ bei 20 °C; νL = 15,11 ⋅ 10-6 m² s-1) aufgewirbelt. a)

Stellen sie die Kräftebilanz am Lockerungspunkt auf und berechnen Sie hieraus den Druckverlust am Lockerungspunkt (Annahme: H = HL) b) Wie groß ist die Geschwindigkeit am Lockerungspunkt vL, wenn laminare Strömungsverhältnisse vorliegen? c) Aus technischen Gründen soll die Höhe der Wirbelschicht um 20 % gegenüber der Höhe am Auflockerungspunkt zunehmen. Wie verändern sich der Lückengrad, die Geschwindigkeit und der Druckverlust am Locke-

1

nach [Kunii u. Levenspiel 1991]

13.9 Aufgaben

413

rungspunkt unter der Annahme gleicher Strömungsverhältnisse? Diskutieren Sie dieses Ergebnis für Δp anhand einer Skizze! 5.2 Eine aus Mikrokugeln (ρP = 1830 kg/m³, εL = 0,45) bestehende Katalysatorschicht soll von einem Gasstrom (ρg = 1 kg/m³, ηg = 17 ⋅ 10-6 kg/(ms)) aufgewirbelt werden. Die Kugeln weisen folgende Partikelgrößenverteilung auf: dP in μm E in Anzahl/cm

5 5

8 10 12 14 15 16 13 23 45 95 135 145

17 18 20 22 24 26 115 88 50 22 12 1

a)

Berechnen Sie die Lockerungsgeschwindigkeit und vergleichen Sie das Ergebnis mit dem experimentellen Wert von vL = 0,026 m/s. b) Wie groß sind die Sinkgeschwindigkeiten der feinsten und größten Partikeln?

6. In einer Wirbelschicht von 5 m Durchmesser und 3 m Höhe sollen kugelförmige Partikeln (ρP = 3000 kg/m³, d P = 100 μm, εL = 0,4) mit einem Gas (ρg = 1 kg/m³, ηg = 15 ⋅ 10-6 kg/(ms)) aufgewirbelt werden. a)

Welcher Wert der Gasleerrohrgeschwindigkeit ist einzustellen, wenn vg = 10 vL sein soll? b) Liegt der Betriebszustand innerhalb des Arbeitsbereichs einer Wirbelschicht? c) Wie groß ist der Druckverlust der Wirbelschicht? 7. Ein feinkörniges Kunststoffgranulat (dP = 0,1 mm; εL = 0,45; ρP = 1350 kg/m³) soll in einem zylindrischen Wirbelbett getrocknet werden. Zur Ermittlung von Betriebsdaten soll ein Versuchsapparat erstellt werden, der überschlägig zu berechnen ist. Der Durchmesser des Wirbelbettes sei 0,3 m. Als Trocknungsgas wird Luft bei 20 °C eingesetzt. Die Höhe am Auflockerungspunkt soll 0,4 m betragen. Es ist ein Zuwachs der Schichthöhe von 25 % im Vergleich zum Auflockerungspunkt zugelassen. Wie groß ist die Auflockerungsgeschwindigkeit vL und die Partikelsinkgeschwindigkeit wP? b) Wie groß ist der Lückengrad ε? ist dann in c) Welche Luftgeschwindigkeit und welcher Volumenstrom V dem Apparat einzustellen? a)

2

nach [Kunii u. Levenspiel 1991]

414

13 Wirbelschichten

13.10 Literatur Allgemein Geldart D (Hrsg) (1986) Gas Fluidization Technology. John Wiley & Sons, Chichester Kunii D, Levenspiel O (1991) Fluidization Engineering. 2nd Edition, ButterworthHeinemann, Boston Molerus O (1982) Fluid-Feststoff-Strömungen. Springer, Heidelberg Werther J (2002) Fluidized-Bed Reactors. In: Ullmann’s Encyclopedia of Industrial Chemistry, 7. Aufl, Wiley-VCH, Weinheim

Speziell Couderec JP (1985) In: Davidson JF et al. (Hrsg): Fluidization, Kap. 1. Academic Press, New York Grace JR (1986) Contacting Mode and Behaviour Classification of Gas-Solid and other Two-Phase Suspension. Can J Chem Eng 64:353 Leva M (1959) Fluidization. McGraw-Hill, New York Martin H (1980) Wärme- und Stoffübertragung in der Wirbelschicht. Chem Ing Tech 52:199–209 Martin H (2002) Wärmeübertragung in Wirbelschichten. In: VDI (Hrsg): VDI-Wärmeatlas, 9. Aufl, VDI-Verlag, Düsseldorf, Mf 1–8 Miyauchi T, Furnsaki S, Morooka S, Ikeda (1981) Transport phenomena and reaction in fluidized catalyst beds. Adv Chem Eng 11:275–448 Rowe PN, Partridge BA (1965) An X-Ray study of bubbles in fluidised beds. Trans Inst Chem Eng 43:T 157–T 175 Saxena SC, Vogel GJ (1977) Chem Eng J 14:59 ff Werther J (1977) Strömungsmechanische Grundlagen der Wirbelschichttechnik. Chem Ing Tech 49:193–202 Werther J (1978) Importance of bubble coalescence for the design of gas fluidized beds. Ger Chem Eng 1:6–14 Werther J (1992) Grundlagen der Wirbelschichttechnik. Chem Ing Tech 54:876–883 Wirth KE (2002) Druckverlust in Wirbelschichten. In: VDI (Hrsg): VDI-Wärmeatlas, 9. Aufl, VDI-Verlag, Düsseldorf, Lcb 1–11 Yang WC et al. (1985) AIChE J 31:1085 ff

14 Feststofftransport in Rohrleitungen

Für den effektiven Betrieb großtechnischer Produktionsanlagen ist die Fähigkeit, Feststoffe (Rohstoffe, Zwischen- oder Endprodukte) transportieren zu können, von hoher Bedeutung. Die Auswahl geeigneter Fördersysteme richtet sich primär nach dem Fließverhalten des vorliegenden Produkts. Danach sind die zurückzulegende Entfernung sowie der Massendurchsatz die entscheidenden Größen. Für betriebsinterne Transportsysteme gibt es eine Reihe von technischen Möglichkeiten, deren Anwendungsbereiche in Abb. 14.1 umrissen sind. Letztlich muss allerdings immer anhand der Produkteigenschaften überprüft werden, ob das jeweilige Fördersystem auch tatsächlich geeignet ist. Im Rahmen dieses Kapitels wird lediglich der Feststofftransport durch hydraulischen und insbesondere pneumatischen Transport betrachtet. Geschichtlich wurde das erste pneumatische Fördersystem für den Transport von Korn in Lagersilos im Jahr 1878 installiert [Dinglers 1878]. 103

Pneumatische Förderung

m

Förderlänge ΔL

Band-/Kettenförderer 102 Schwingförderer Förderaufzug 101

Schraubenförderer

100 10-1

100

101

102

t/h

103

Massenstrom des Feststoffs Ms

Abb. 14.1. Betriebsbereiche unterschiedlicher Fördersysteme (nach [Marcus et al. 2002])


416


14.1 Physikalische Grundlagen des Feststofftransports Bei der aufwärts gerichteten Förderung in vertikalen Rohren ergeben sich besonders einfache Verhältnisse. An jeder Partikel besteht Gleichgewicht zwischen der abwärts gerichteten Schwerkraft und den aufwärts gerichteten Auftriebs- und Widerstandskräften. Erhöht man die Fluidgeschwindigkeit v über den Wert der Schwebegeschwindigkeit hinaus, dann wird die Partikel gefördert. Die Bedingung für den Partikeltransport in vertikalen Rohrleitungen lautet also: v > wP. Aus diesen Überlegungen ergibt sich, dass der Feststofftransport durch vertikale Rohre sowohl bei laminarem als auch bei turbulentem Zustand des Fördermediums möglich ist. Die für die Fördermöglichkeit entscheidende Kraft ist die Widerstandskraft. Förderung der Partikeln tritt ein, sobald die Fluidgeschwindigkeit größer als die Schwebegeschwindigkeit ist. Zu wesentlich verwickelteren Verhältnissen gelangt man, wenn die Partikelbewegung in horizontalen Rohren betrachtet wird. Die Bewegung lässt sich in eine horizontale und eine vertikale Komponente unterteilen. Für die horizontale Bewegungskomponente ist wieder die Widerstandskraft die entscheidende Kraft. Für die Bewegung in vertikaler Richtung sind bei laminarem Strömungszustand des Fördermediums die Schwerkraft, die Trägheitskraft, die Auftriebskraft und die Widerstandskraft maßgebend. Die Partikel bewegt sich mit der aus diesen Kräften folgenden Sinkgeschwindigkeit nach unten. Da kein aufwärts gerichteter Fluidstrom vorhanden ist, kann die Sinkbewegung nicht verhindert werden. Die von einer einzelnen Partikel durchlaufene Bahnkurve muss daher bei einer beliebigen Axialgeschwindigkeit des Fluids gemäß der in Abb. 14.2 schematisch dargestellten Kurve verlaufen. Die Sinkbewegung der Partikel lässt sich nur durch eine Kraftwirkung verhindern, die senkrecht aufwärts gerichtet ist. Hierfür sind die in turbulenten Strömungen auftretenden Turbulenzballen verfügbar. Deren Größe und Richtung ist statistischen Schwankungen unterworfen. Zur Vereinfachung der Überlegungen soll nur die vertikale Schwankungskomponente betrachtet und angenommen werden, dass sie im periodischen Wechsel nach oben und unten gerichtet ist und jeweils die gleiche Größe hat. Da zum Erreichen des turbulenten Strömungszustands höImpulsstrom v laminare Strömung

turbulente Strömung

ΔL

Abb. 14.2. Bewegung einer Einzelpartikel in einem Fluidstrom

14.2 Pneumatische Förderung

417

here Fluidgeschwindigkeiten v erforderlich sind, wird die Förderstrecke bis zum Auftreffen auf die Rohrwand bei turbulenter Strömung verlängert. Grundsätzlich wird das Absinken selbst jedoch nicht verhindert (Abb. 14.2). Ein schwebender Transport ist nur möglich, wenn sich in einer turbulenten Strömung ein Partikelschwarm befindet. Im Gleichgewichtszustand des schwebenden Transportes müssen sich im statistischen Mittel gleich viele Körner nach oben und nach unten bewegen. Die Abwärtsbewegung der Körner ist sowohl durch die normale Sedimentation als auch durch den turbulenten Impulsstrom bedingt, während die Aufwärtsbewegung allein auf dem turbulenten Impulsstrom beruht. Der nach oben gerichtete Impulsstrom muss daher im Mittel mehr Körner transportieren als der nach unten gerichtete. Diese Forderung ist nur dann erfüllbar, wenn die Feststoffkonzentration zum Rohrboden ansteigt. Dieses ist die stabile Konzentrationsverteilung. Sie ist in Abb. 14.3 in schematisierter Form angegeben. Diese Betrachtungen gelten sowohl für den hydraulischen als auch für den pneumatischen Transport.

14.2 Pneumatische Förderung Zu Beginn der Nutzung pneumatischer Förderanlagen förderte man in der Landwirtschaftstechnik vorwiegend Weizen. Im Laufe der Zeit hat der pneumatische Feststofftransport in zunehmendem Umfang Eingang in Mühlenbetriebe, in Kraftwerke für die Staubfeuerung und Entaschung, in die Chemische Industrie und in die Verladeanlagen des Straßen-, Schienen- und Schiffsverkehrs gefunden. Für die weite Verbreitung der pneumatischen Förderung sind folgende Vorteile verantwortlich: - hohe Anpassungsfähigkeit der Förderstrecken an örtliche Gegebenheiten, - umweltfreundliche Gestaltung (keine Staubemission), - Vielfalt an Schaltungsmöglichkeiten durch Rohrweichen,

Sedimentation

Transport durch Turbulenzballen

fof st n st tio Fe tra le en ka z lo kon

Abb. 14.3. Stabile Konzentrationsverteilung für körnigen Feststoff beim Transport im Fluidstrom durch horizontale Rohre

418


- geringer Wartungsaufwand für die Förderleitung, - Verwendung von Schutzgas bei luftempfindlichen Feststoffen, - breite Anwendbarkeit für unterschiedlichste Feststoffe. Allerdings sind auch Nachteile mit dem pneumatischen Transport verbunden: - Vergleichsweise hoher Leistungsbedarf, - Verschleiß von Rohrleitungen, - Produktabrieb, der ggf. aufwendige Förderluftreinigungen erforderlich macht, - Gefährdung durch Staubexplosionen. 14.2.1 Einteilung der pneumatischen Förderung Die Einteilung pneumatischer Fördersysteme kann anhand von Zustandsdiagrammen (s. Abb. 14.4) erfolgen, in denen der Druckgradient Δp/L oder die Druckdifferenz Δp für das Gas/Feststoff-Gemisch als Funktion der Gasleerrohrgeschwindigkeit vg aufgetragen wird. Ein solches Zustandsdiagramm kann nur durch Messung des Druckverlustes der ausgebildeten Gas/Feststoff-Strömung (nach Beschleunigung des Feststoffs) bestimmt werden. 3 bar Strähnenförderung

Flugförderung

unkontr. Strähnen Strähnen Stopfen- + Dünen bildung

Flugwolke

Dichtstromförderung

1,5

Dünen

Be re ic h Sto Strä pfgre hne nze d nfö rde er run g

Festbett ze D ichtstr omfö rd .

2

ins tab i

1

0,5

0

e in re

0

Ms 20 t/h 10 t/h 5 t/h 1 t/h

ler

Gren

Druckdifferenz Δp

2,5

10

20

G

m rö st as

30

g un

40

m/s

60


Abb. 14.4. Zustandsdiagramm der pneumatischen Förderung. Anhaltswerte für D = 150 mm und Luft 1,5 bar, rieselfähige Schüttgüter für Korngrößen > 10 μm (nach [Muschelknautz et al. 2002])


419

Die Strömungszustände in einem horizontalen Rohr beinhaltet Abb. 14.4 sowie z.T. Abb. 14.5. Deutlich zu unterscheiden sind die Dichtstrom- und die Dünnstromförderung. Die Feststoffbeladung μ stellt in diesem Zusammenhang einen wesentlichen Parameter dar, sie ist definiert als:

μ=

M Massenstrom Feststoff = s Massenstrom Transportgas M g

(14.1)

Beide Abbildungen verdeutlichen auch die bei Reduzierung des Gasdurchsatzes zu beobachtenden Förderzustände in horizontalen Rohren: a)

Flugförderung: Bei hohen Fördergasgeschwindigkeiten bewegen sich die Partikeln über den Rohrquerschnitt verteilt fliegend und gelegentlich andere Partikeln bzw. die Rohrwand treffend durch das Förderrohr. Flugförderung wird i.A. bei der Förderung von grobem Gut mit Korngrößen > 1 mm und bei höheren Luftgeschwindigkeiten als 20 m/s angewandt. Die Feststoffbeladung μ beträgt zwischen 1 und 10.

b) Strähnenförderung: Bei Verringerung der Fördergasgeschwindigkeit setzt zunehmend Entmischung der Zweiphasenströmung derart ein, dass ein Teil des Feststoffes als Strähne am Rohrboden gleitet, während nur noch ein Teil des Feststoffes fliegend über der Strähne gefördert wird. c)

Ballenförderung: Bei weiterer Absenkung der Fördergasgeschwindigkeit bilden sich Ballen aus, die langsam durch die Rohrleitung transportiert werden. Der Übergang zwischen Strähnen- und Ballenförderung stellt ebenfalls den Wechsel vom stationären zum instationären Zustand der Dünnstromförderung

a) Flugförderung

μ kg/kg

b) Strähnenförderung

1 bis 10

10 bis 50

20 bis 50

c) Strähnen- und Ballenförderung

d50 mm 0,1 1 10 0,01 0,1 0,5 0,01 0,1 1

vg m/s 20 30 40 20 25 30 15 20 25

ws/v g 0,8 0,65 0,5 ≈1 0,3 0,4 ≈1 0,3 0,5

Δp/L bar/100 m 0,15 bis 0,5

0,75 bis 2

0,4 bis 0,8

Abb. 14.5. Verschiedene Förderzustände mit Anhaltswerten für einige Parameter (nach [Muschelknautz et al. 2002])

420


dar. Er kennzeichnet auch die sogenannte Stopfgrenze, da bei niedrigeren Gasgeschwindigkeiten eine große Empfindlichkeit gegenüber Schwankungen der Gut- bzw. Luftzufuhr besteht, die zu einer Verstopfung der Rohrleitung führen. (Insbesondere dann, wenn ein Verdichter für die Gasförderung eingesetzt wird, dessen Kennlinie flach ist.) Für Geschwindigkeiten unterhalb vg Stopf muss generell mit Feststoffablagerungen gerechnet werden. d) Förderung über ruhender Ablagerung (bzw. unkontrollierte Stopfenbildung): Bei nochmaliger Absenkung der Fördergasgeschwindigkeit bilden sich ruhende Ablagerungen am Rohrboden aus, so dass nur noch ein Bruchteil des Rohrquerschnittes tatsächlich zur Förderung genutzt wird. Zum Teil treten auch unkontrolliert Stopfen auf, die mit großen Druckschwankungen verbunden sind. Das Verhalten ist insgesamt sehr instabil. e)

Pfropfenförderung: Schließlich kann bei ganz niedrigen Fördergasgeschwindigkeiten, aber hohem Druckverlust unter Umständen ein Förderzustand erreicht werden, bei dem einzelne, den gesamten Rohrquerschnitt ausfüllende Feststoffpfropfen gefördert werden. Dieser Förderzustand ist charakteristisch für die technisch ebenfalls eingesetzte Dichtstromförderung.

Bei der vertikal aufwärts gerichteten pneumatischen Förderung treten analoge Förderzustände wie bei der horizontalen auf (Abb. 14.6). Bei großen Luftgeschwindigkeiten wird das Fördermaterial homogen über den Rohrquerschnitt verteilt durch die Förderleitung transportiert. Wie bei der horizontalen Förderung, besitzen die Feststoffpartikeln eine Geschwindigkeitskomponente quer zur Förderrichtung. Diese wird bei groben Partikeln im Wesentlichen durch Wandstöße, bei kleinen Partikeln hingegen hauptsächlich durch die Turbulenz des Fördermediums bewirkt. Kolbenförderung

Ballenförderung

Strähnenförderung

Flugförderung

zunehmende Luftgeschwindigkeit

Abb. 14.6. Förderzustände bei der Förderung vertikal-aufwärts (nach [Wirth 1983])


421

Bei kleineren Luftgeschwindigkeiten geht die Flugförderung in die Strähnenförderung über. Dabei ist wegen der, im Vergleich zur Sinkgeschwindigkeit eines Einzelteilchens, größeren Sinkgeschwindigkeit der Strähnen eine örtliche Rückströmung des Feststoffes möglich. Der Feststoff kann dennoch im zeitlichen Mittel vertikal gefördert werden, da die Strähnen sich ständig auflösen und die Feststoffpartikeln einzeln von der Luftströmung nach oben transportiert werden. Bei einer weiteren Verkleinerung der Luftgeschwindigkeit wird der Feststoff in Form von Ballen gefördert. Diesen Förderzustand nennt man analog der horizontalen Förderung Ballenförderung. Eine Verkleinerung der Luftgeschwindigkeit unter die Sinkgeschwindigkeit der Einzelteilchen führt schließlich zur Propfenförderung. Das Zustandsdiagramm Abb. 14.4 zeigt, dass der Druckabfall beim Übergang von der Ballen- zur Strähnenförderung einen Minimalwert Δpmin annimmt. Bei der Dünnstromförderung wird dieser Punkt geringsten Druckverlusts angestrebt. Die Dichtstromförderung findet demgegenüber bei weitaus höherem Druckgradienten und geringeren Gasdurchsätzen statt. Mit zunehmendem Massendurchsatz steigt der Druckverlust an, und die Stopfgrenze verschiebt sich zu höheren Gasgeschwindigkeiten. In der Praxis führt dies zu folgenden Konsequenzen bei einer Steigerung des Massendurchflusses: Der Gasverdichter muss dann sowohl einen höheren Differenzdruck aufbauen, als auch eine größere Fördermenge liefern können. Wird der Gasdurchsatz nicht erhöht, so ist es denkbar, dass das System von der Dünnstromförderung bei kleiner Gutbeladung zur Dichtstromförderung bei hoher Gutbeladung übergeht. Mit zunehmender Fördergeschwindigkeit nähern sich die Kurven für unterschiedliche Feststoffbeladungen der Kurve der reinen Gasströmung, da die Zahl der im Rohrvolumen befindlichen Partikeln abnimmt. Zwischen horizontaler und vertikaler Förderung besteht eine große Zahl von Gemeinsamkeiten, es existieren allerdings auch wichtige Unterschiede. Im Mittel ist die Stopfgrenze bei vertikaler Strömung zu deutlich niedrigeren Gasgeschwindigkeiten verschoben. Weiterhin ist der längenbezogene Druckverlust in vertikalen Rohren deutlich geringer als in horizontalen. Diese Unterschiede sind auf unterschiedliche Wand/Partikel-Wechselwirkungen zurückzuführen. Bei der horizontalen Strömung muss die Förderluft ausreichend Energie liefern, um die Absetzneigung der Partikeln zu überwinden. Bei der Auslegung einer Förderleistung sind demzufolge horizontale und vertikale Abschnitte unterschiedlich bezüglich ihrer Anteile zum Gesamtdruckverlust zu bewerten. 14.2.2 Bestimmung des Druckverlustes Bewegungsgleichung der pneumatischen Förderung Bei der pneumatischen Förderung geht man von der vereinfachenden Annahme aus, dass sich der an einer Förderanlage einstellende Gesamtdruckverlust Δp additiv aus dem Druckverlust der Gasströmung Δpg, hervorgerufen durch die Wand-

422


reibung des Fluids, und dem durch den Feststofftransport hervorgerufenen Zusatzdruckverlust ΔpZ zusammensetzt (Abb. 14.7): Δp = Δpg + ΔpZ Da nach dieser Vorstellung die im Förderrohr befindlichen Feststoffpartikeln die Luftströmung nicht beeinflussen, kann der Gasdruckverlust Δpg mit den bekannten Gleichungen der einphasenigen Rohrströmung berechnet werden:

Δp g = ζ g

ρg 2

v g2

ΔL d

(3.32)

Tatsächlich verändern die Feststoffteilchen das Geschwindigkeitsprofil gegenüber der reinen Gasströmung beispielsweise durch Dämpfung der Strömungsturbulenz. Hieraus folgt eine leichte Abnahme des Widerstandsbeiwerts ζ mit zunehmender Feststoffbeladung, die im Weiteren allerdings vernachlässigt wird. Zur Ermittlung des durch den Feststoff verursachten zusätzlichen Zusatzdruckverlusts ΔpZ existiert die nachfolgend vorgestellte Modellvorstellung, in der folgende Kräfte berücksichtigt werden:

=0 M

S

Druckverlust Δp

M

S

>0

1. Partikelstöße an der Wand FWS 2. Hub- und Wandreibung des Fördergutes FHR 3. Massenträgheit bei der Gutbeschleunigung Fb

Δpmin

ΔpZ Δp Δpg

0

0 Gasgeschwindigkeit vg

Abb. 14.7. Gas- und Zusatzdruckverlust bei der pneumatischen Förderung


423

Diese Kräfte verzögern die Partikeln beim Durchströmen der Förderleitung. Damit die Geschwindigkeit der Partikeln aufrechterhalten oder nach der Aufgabe in die Förderleitung erhöht werden kann, muss den verzögernden Kräften eine beschleunigende Kraft entgegenwirken. Diese Kraft FPW resultiert aus der Geschwindigkeitsdifferenz zwischen Fördermedium und Fördergut (s. Abb. 14.8). Es gilt also: FPW = FWS + FHR + Fb = FWS + FHR + Ms

dws . dt

(14.2)

Bezieht man die auf alle Partikeln wirkenden Kräfte jeweils auf die Querschnittsfläche der Förderleitung, so erhält man die entsprechenden Druckverlustterme

Δ pZ = Δ pPW = Δ pWS + Δ pHR + Δ pb . Der Zusatzdruckverlust ΔpZ resultiert aus dem Luftwiderstand FPW der langsamer als das Gas fliegenden Fördergutteilchen:

Δp Z = Δp PW =

FPW d 2π / 4

(14.3)

Für den Strömungswiderstand der Gutwolke gilt entsprechend: FPW = Σ ζ PW

d P2 π ρ g (v g − w s ) 2 4 2

(14.4)

Hierbei ist ws die mittlere Transportgeschwindigkeit des Feststoffs in Förderrichtung: ws =

M s π ϕV ρ P d 2 4

Wird die Widerstandskraft auf die Feststoffmasse je Rohrabschnitt

vg

ws

ΔL

Abb. 14.8. Transport einer Gutwolke als Folge der Durchströmung des Fördergases

(14.5)

424


M s = M s

πd 3p ΔL = nP ⋅ ⋅ ρP ws 6

(14.6)

und auf die mittlere Sinkgeschwindigkeit wP (s. Gl. (11.3)) ihrer Teilchen bezogen, ein monodisperses System vorausgesetzt, folgt: FPW = ζ PW n p = ζ PW M s g

d P2π ρ g (vg − ws )2 4 2

(vg − ws ) 2 ρp 4 g dP 3 ρg

æ v g − ws ζ = PW M s ⋅ g çç ζP è wP

æ ç ç è

ö ÷ ÷ ø

ρP − ρ f ρ ö ≈ P÷ ρf ρ f ÷ø

2

(wP gemäß Gl. (11.4))

(14.7)

Unter der Annahme, dass ζPW umgekehrt proportional zur Reynoldszahl hoch einem Festwert k gesetzt werden kann, ergibt sich:

FPW = M s g

æd v −w ö s ÷ ç P g 2 ç ÷ ν g æ v g − ws ö è ø ç ÷ −k ç w ÷ P æd w ö è ø ç P P÷ ç ν ÷ g ø è

−k

= Ms g

æ ç ç è

vg − ws wP

ö ÷ ÷ ø

2−k

Bei den üblicherweise existierenden Verhältnissen liegt RePW =

(14.8)

v g − ws d P

νg etwa zwischen 10 und 10 . Da die Gutwolke i.A. nur eine geringe Feststoffkonzentration aufweist, ist davon auszugehen, dass der physikalische Zusammenhang ζ = f (Re) der Einzelpartikel mit ausreichender Genauigkeit übernommen werden kann. Bei laminarer Teilchenströmung ist k = 1, im Übergangsbereich k = 0,5 und bei turbulenter Strömung k = 0. Von den drei Anteilen des Zusatzdruckverlustes gemäß Gl. (14.2) ist der durch die Partikelstöße mit der Wand verursachte Druckverlust ΔpWS die wesentliche Größe. Im Bereich der Flugförderung wird angesetzt: 3

1. Druckverlust durch Partikelstöße an der Wand ΔpWS: Der Reibungsverlust an der Wand infolge des Aufpralls der Teilchen wird proportional zu den Massenträgheitskräften des Gutes angenommen

ΔpWS =

ρ g 2 ΔL * M S ws ΔL λ*s vgC =μ λs A d 2 2 d

(14.9)


425

mit der Beladung μ (Gl. (14.1)) und dem dimensionslosen Geschwindigkeitsverhältnis: C≡

ws vg

(14.10)

Dieser Ansatz entspricht demjenigen für den Reibungswiderstand von Fluiden. Als maßgeblicher Staudruck wird hier ρ s w s2 / 2 eingesetzt. λ*s kennzeichnet die Anzahl der Wandstöße je Flächeneinheit, ihre Intensität und den dabei stattfindenden Impulsverlust der Partikeln. Werte für λ*s können Tabelle 14.1 entnommen werden. Der Beiwert λ*s hängt von der Werkstoffpaarung, dem Verhältnis des Teilchendurchmessers zur Wanddicke sowie der Kornform ab. Allgemein liegt λ*s zwischen 10-3 und 10-2. Als mittleren Wert verwendet man λ*s ≈ 2 ⋅ 10-3. Tabelle 14.1. Widerstandsbeiwert λS* für verschiedene Stoffpaarungen (aus [Wirth 1983]) Fördergut

Werkstoff der Scheibe

Glaskugeln (4 mm Dmr.)

Stahl (gehärtet) Stahl (ungehärtet) Aluminium (hart) Kupfer (weich) Stahl (gehärtet) Stahl (ungehärtet) Aluminium (hart) Kupfer (weich) Stahl (gehärtet) Stahl (ungehärtet) Aluminium (hart) Kupfer (weich) Stahl (gehärtet) Stahl (ungehärtet) Aluminium (hart) Kupfer (weich) Stahl (gehärtet) Stahl (ungehärtet) Aluminium (hart) Kupfer (weich) Aluminium (hart)

Weizen

Steinkohle (3 bis 5 mm Korngröße) Koks-Teilchen (zylindrisch, 5 mm lang, 4,5 mm Dmr.) Quarz (3 bis 5 mm Korngröße)

Widerstandsbeiwert λS* 0,0025 0,0032 0,0051 0,0053 0,0032 0,0024 0,0032 0,0030 0,0023 0,0019 0,0007 0,0012 0,0014 0,0034 0,0040 0,0019 0,0060 0,0072 0,0185 0,0310 0,0360

Carborund (ca. 3 mm Korngröße) zerbrochene Stahl (ungehärtet) 0,0123 Glaskugeln1) 1) Kugeln von 8 mm Dmr. in Bruchstücken von etwa einem Drittel der Kugel.

426


2. Druckverlust durch Hub- und Wandreibung des Förderguts ΔpHR: Der zweite wesentliche Zusatzdruckverlust resultiert aus dem erforderlichen Hub der Partikeln (In-Schwebe-Halten bei horizontaler und Heben bei vertikaler Förderung) sowie den Reibungsverlusten an der Rohrwand. Die aus dem Partikelhub resultierende Druckdifferenz ΔpH lässt sich aus dem Kräftegleichgewicht zwischen Feststoffgewicht und Druckverlust mal Rohrquerschnitt beim Anheben der Feststoffmasse Ms um die Höhe ΔL⋅ sin α (Länge der vertikalen Rohrstrecke) berechnen: ìα = 0° horizontale Förderung ΔpH A = M s ⋅ g ⋅ sinα í îα = 90° Förderung vertikal aufwärts

(14.11)

Der Hubdruckverlust ergibt sich mit M s = M s

ΔL ΔL = μ M g ws ws

(14.12)

und durch Erweitern mit M g = A ⋅ ρ g v g als

Δp H = μ ρ g

vg ws

ΔL ⋅ g ⋅ sinα

(14.13)

bzw.

ΔpH = μ

mit

ρ g 2 ΔL æç 2 sin α ö÷ ρ g 2 ΔL 2 vg =μ vg ⋅ sin α 2 d C ⋅ Fr d çè C ⋅ vg / g ⋅ d ÷ø 2 2 Fr ≡

(14.14)

v g2

. g⋅d Zur Beschreibung des Verlustes aus der Reibung des Feststoffs an der Rohrwand dient der Beiwert f. Dieser erfasst bei gleichmäßiger Verteilung mit

f = wP/vg

(14.15)

auch die pneumatisch aufzubringende Leistung, um die Partikeln in Schwebe zu halten. f ist jedoch nicht größer zu wählen, als es dem Reibungsbeiwert des Gutes beim Gleiten an der Wand entspricht. Bei springender Feststoffbewegung (f = 0,3 bis f = 0,6 für schwach- und starkspringende Teilchen) und bei Strähnen steht f für die durch das Gewicht verursachte Wandreibung. Letztere ist wegen der viskosen Reibung des mitgezogenen Gaspolsters sowie der rollenden und stoßenden Bewegung der Einzelteilchen der Strähnen wesentlich größer als die reine Gleitreibung eines festen Körpers. Man rechnet mit f = 0,6 bis 1,2 im Mittel mit f = 0,8. Der so entstehende Reibungsdruckverlust lässt sich berechnen durch:


FR = Δp R ⋅ A = M S ⋅ g f cos α = M S

ΔL g f cos α wS

ΔL = μ ⋅ ρ gvg A g f cos α wS

427

(14.16)

Hieraus folgt

Δp R = μ ρ g v g2

ΔL d ⋅ g v g f cosα d v g2 ws

(14.17)

und damit für die Summe der Druckverluste aus Hub und Reibung:

Δp HR = Δp H + Δp R = μ ρ g v g2

ΔL 1 ( sinα + f cosα ) d C ⋅ Fr

(14.18)

Der durch den Feststofftransport verursachte Zusatzdruckverlust Δp Z ergibt sich demzufolge für die stationäre Strömung als Δ pZ = ΔpWS + Δ pH + Δ p R (14.19) ρ g 2 ΔL 2 * Δp Z = μ (C λ s + ( sinα + f cosα )) vg 2 d C ⋅ Fr Üblicherweise wird folgende Abkürzung genutzt:

β ≡ sin α + f cos α

(14.20)

Bei der Ableitung des Zusammenhangs (Gl. (14.19)) wird vorausgesetzt, dass die Förderluft als abschnittsweise inkompressibel angesehen werden kann. 3. Druckverlust durch Massenträgheit bei der Gutbeschleunigung Für die instationäre Bewegung ist die Summe der auf das Gut wirkenden Kräfte gleich dem Produkt aus Masse und Beschleunigung. Für ein differentielles Volumenelement der Länge dl gilt daher: dFPW − dFHR − dFWS = dM s

dws dt

(14.21)

Werden die Gl. (14.8, 14.9, 14.18) für die einzelnen Terme eingesetzt, so ergibt sich unter Nutzung von Gl. (14.2) die Bewegungsgleichung der pneumatischen Förderung dM s g −A

æ v g − ws ç ç w P è

ö ÷ ÷ ø

2− k

− dM s g (sinα + f cosα )

dws M s ws w s ⋅ dM s λ*s = dM s dl / w s 2 d M s

(14.22)

428


dC (1 − C ) 2 −k 1 æç w P = − β dL C C çè v g

ö ÷ ÷ ø

2− k

"" "! "

−C⋅

wP

2− k

vg

k

λ*s 2

""gd ""!

(14.23)

F*

B

mit der dimensionslosen Wegzahl: L=

l⋅g

(14.24)

v g w P 2 −k k

bez. Transportendgeschwindigkeit Cend = w s end / vg

In Abb. 14.9 sind die nach Gl. (14.23) numerisch berechneten Endgeschwindigkeitsverhältnisse Cend = ws end/vg in Abhängigkeit von den übrigen Kenngrößen aufgetragen. Hierbei wird für k ein Wert von 0,5 eingesetzt, der die technisch auftretenden Bedingungen recht gut wiedergibt. (Analoge Lösungsdiagramme für k = 0 und k = 1 finden sich bei [Muschelknautz et al. 2002].) In senkrecht nach oben führenden Leitungen ist nach Gl. (14.20) β = 1. Dann ist bei vg/wP = 1 keine Förderung möglich. Die von unten nach oben ansteigenden Kurven zeigen, dass ab etwa vg/wP = 3 Förderung mit Geschwindigkeitsverhältnissen um 0,5 möglich wird. Unter 0,5 ist Flugförderung im klassischen Sinn nicht gegeben. 2 1,5

1,8

F* =

wP

0,5

vg dg

λ*s 2

1,6 1,4 1,2

F* = 0,001 0,01

1

0,1 0,3

0,8 0,6

1,0

0,4 0,2 0

100

3,0 horizontal/vertikal aufw. vertikal abwärts 101

102

vg / wP Schwerkraftparameter B-2/3 = β 2/3

Abb. 14.9. Bezogene Produkt-Endgeschwindigkeit in Abhängigkeit vom Schwerkraftparameter B und vom Wandreibungsparameter F* (nach [Muschelknautz et al. 2002])


429

Bei senkrecht nach unten führenden Leitungen ist β = - 1. Die Gewichtskraft wirkt zusammen mit dem Luftwiderstand nach unten, und man erreicht beim Abszissenwert 1, also vg = wP, eine Endgeschwindigkeit des maximal Zweifachen der Luftgeschwindigkeit. Ist der Stoßreibungsbeiwert λs* groß und der Rohrdurchmesser klein, kann das Geschwindigkeitsverhältnis auch unter 1 absinken. Abbildung 14.10 zeigt, wie lang der Weg für eine Beschleunigung oder Verzögerung des Förderguts relativ zur Endgeschwindigkeit ist. Hierbei ist die örtliche längs L herrschende Geschwindigkeit ws jeweils auf den aus Abb. 14.9 zu entnehmenden Endwert ws end bezogen. Analyse des Zusatzdruckverlusts bei horizontaler Förderung In Abb. 14.11 ist der gesamte gemessene Zusatzdruckverlust bei stationärer Strömung

Δp Z ≡ ζ Z

ρg 2

v g2

ΔL ⋅μ d

(14.25)

dargestellt als dimensionsloser Widerstandsbeiwert ζZ, in Abhängigkeit von der Wurzel der dimensionslosen Rohr-Froudezahl Fr mit dem Rohrdurchmesser d als Parameter für die horizontale Förderung von Weizen. Gemäß Gl.(14.19) gilt:

Geschwindigkeitsverhältnis C = ws / w s end

ζZ =

2β + C λ∗s C ⋅ Fr

(14.26)

0,99 0,9 0,7 0,5 0,3

C = 1 - exp [ - (1,4 L)0,52 ]

0,1 0,05 10 -2

10-1

10 0

10 1

Wegzahl L = l g / (vgk wP2-k)

Abb. 14.10. Geschwindigkeitsverhältnis wS/wS end während der Beschleunigung in Abhängigkeit von der Wegzahl L (nach [Muschelknautz et al. 2002])

430


Widerstandsbeiwert ζZ

0,015 d = 0,1 m

0,012

0,009

d = 0,2 m

0,006

0,003 d = 0,05 m 0 0

10

20

Rohr-Froudezahl

30 Fr =

40

50

2 vg

gd

Abb. 14.11. Widerstandsbeiwert ζZ in Abhängigkeit von der Rohr-Froudezahl bei der Förderung von Weizen für drei verschiedene Rohrdurchmesser (Messdaten von [Siegel 1970])

Bei kleinen Rohr-Froudezahlen, bei denen der Übergang von der Flug- bzw. Strähnenförderung zur Ballenförderung vorliegt, steigt der Zusatzdruckverlust stark an. Bei großen Rohr-Froude-Zahlen bleibt hingegen der dimensionslose Widerstandsbeiwert ζZ nahezu konstant. Aus dem Vergleich von Messwerten für grobkörnige und für feinkörnige Partikeln mit Gl. (14.19) lässt sich folgende Tendenz ablesen: 1.

ζZ ist für grobe Partikeln (> 1 mm) bei hohen Fördergasgeschwindigkeiten nahezu unabhängig von der Rohr-Froudezahl (Abb. 14.11) - der Term C λS* in Gl.(14.26) überwiegt gegenüber dem Term 2 β/(Fr C). Dies bedeutet, dass die groben Partikeln nach dem Stoßvorgang mit der Wand noch soviel Energie besitzen, dass sie nicht an der Wand rutschen, sondern in den Strömungsraum reflektiert werden.

2.

Bei feinen Partikeln (< 100 μm) gilt dagegen für den Widerstandsbeiwert ζZ ~ 1/Fr - der Term 2 β/(Fr C) in Gl. (14.19) überwiegt gegenüber dem Term C λS*. Dies bedeutet, dass die feinen Partikeln in Wandnähe hängen bleiben und als Strähne durch die Rohrleitung rutschen. Die Stoßverluste der Teilchen mit der Wand sind bei nicht zu großen Fördergasgeschwindigkeiten vernachlässigbar klein.

Die Berechnungsgleichung (14.19) für den Zusatzdruckverlust wurde für die Flugförderung abgeleitet. Für die Ballen-, Strähnen- und Pfropfenförderung gelten


431

andere physikalische Gesetzmäßigkeiten als bei der Flugförderung, was zur Folge hat, dass bei der Berechnung dieser Förderzustände andere, bzw. zusätzliche Kräfte beim Erstellen des Kräftegleichgewichtes berücksichtigt werden müssen (s. z.B. [Muschelknautz u. Wojahn 1974]). Zusatzdruckverlust bei der Förderung vertikal-aufwärts Ein Vergleich der Messwerte mit Gl. (14.19) zeigt, dass, wie bei der horizontalen Förderung grobkörniger Partikeln, der Widerstandsbeiwert ζZ bei größeren RohrFroudezahlen nahezu unabhängig von der Rohr-Froudezahl ist. Demnach überwiegen auch bei der vertikalen Förderung grobkörniger Teilchen bei großen Luftgeschwindigkeiten die Verluste aufgrund der Partikel/Wand-Stöße gegenüber jenen, die aus dem Gewicht der im Förderrohr befindlichen Partikeln resultieren. Beschleunigungsdruckverlust Für die Auslegung pneumatischer Förderanlagen ist neben dem zu erwartenden Zusatzdruckverlust in den horizontalen und vertikalen Beharrungsstrecken der zur Gutbeschleunigung notwendige Zusatzdruckverlust von besonderer Bedeutung. Dies ist vor allem bei der Förderung über kurze Entfernungen der Fall, wenn die Beschleunigungsstrecken im Vergleich zu den Beharrungsstrecken sehr groß sind. Wird Feststoff in einer Förderleitung bei konstanter Luftgeschwindigkeit beschleunigt, ergibt sich gemäß Gl. (14.23) ein Beschleunigungsdruckverlust, der aus der Impulsänderung des Förderguts entsteht

Ιs end − Ιs anf M s = (w − w s anf ) π 2 π 2 s end d d 4 4 = μ ρ g v g ( ws end − ws anf )

Δ pb =

(14.27)

wobei die Stoß- und Reibungsverluste des Fördergutes während der Beschleunigung nicht berücksichtigt worden sind. Die bei der beschleunigten Bewegung auftretenden Geschwindigkeiten können Abb. 14.10 entnommen werden. Krümmerdruckverlust In Krümmern wird der Feststoff durch Reibung abgebremst und hinter dem Krümmer von der Luftströmung beschleunigt (s. Abb. 14.12). Diese Beschleunigung von der Austrittsgeschwindigkeit nach dem Krümmer ws2 auf die stationäre Endgeschwindigkeit ws1 verbraucht Energie und verursacht dementsprechend den Druckverlust ΔpK. Er lässt sich analog zum Beschleunigungsdruckverlust berechnen, wenn man eine Annahme für die Geschwindigkeit ws2 trifft, auf die abgebremst wird. Angenommen werden kann, dass ws2 ≈ 0,5 ws1 ist, demzufolge gilt:

Δp K = 0,5 μ ρ g v g ws = μ C

ρg 2

v g2

(14.28)

432


3

2 LStr.

Druck

1

p

Geschwind.

1

vg

2

ΔpK 3

ws L

Abb. 14.12. Strähnenauflösung nach einem Rohrkrümmer (schematisch): Druck- und Geschwindigkeitsverlauf (nach [Muschelknautz et al. 2002])

14.2.3 Luftexpansion entlang des Förderwegs Mit den bisher wiedergegebenen Gleichungen und Diagrammen ist der bei der Flugförderung zu erwartende Zusatzdruckverlust berechenbar. Man muss allerdings beachten, dass alle Druckverlustgleichungen nur so lange gelten, wie das Fördermedium als inkompressibel angesehen werden kann. Dies ist aber gerade in längeren Förderleitungen nicht mehr der Fall. Hier expandiert die Förderluft längs des Förderweges. Eine längere Förderleitung muss deshalb abschnittsweise berechnet werden, wobei die Fördergasdichte iterativ bestimmt wird. Wegen der Luftexpansion erhöht sich die Fördergasgeschwindigkeit, und der Betriebspunkt wandert längs der Förderleitung zu größeren Druckverlustgradienten (Abb. 14.13). Wenn Δp größer als 10 % des absoluten Drucks ist, rechnet man iterativ und isotherm mit der Luftdichte ρg und der Geschwindigkeit vg beim mittleren Druck pm =

p1 + p 2 2

In der ganzen Leitung bleiben die Beladung μ und λS* in erster Näherung konstant. Für den ersten Summanden in Gl. (14.26) verwendet man die mittlere FrZahl Frm =

v g1 v g 2 gd


433

M

S

=

co ns

t.

Druckverlust Δp

Förderleitung Ende

Förderleitung Anfang 0

0 Gasgeschwindigkeit vg

Abb. 14.13. Expansion der Förderluft längs der Förderleitung

14.2.4 Fördergeschwindigkeit Für die Auslegung von pneumatischen Förderanlagen ist neben dem zu erwartenden Druckverlust die zur Förderung notwendige Luftgeschwindigkeit von entscheidender Bedeutung. Der Verschleiß der Rohrwand, wie auch der Abrieb des Schüttgutes, nehmen bei der pneumatischen Förderung mit der dritten bis vierten Potenz der Geschwindigkeit zu. Eine Verringerung der Fördergeschwindigkeit um 20 % führt demnach zu einer Senkung des Rohrwandverschleißes und des Produktabriebes um ca. 50 %. Eine kleinere Luftgeschwindigkeit bewirkt auch eine Verringerung der Investitionskosten, da die gleiche Förderaufgabe dann in einer Anlage mit kleinerem Rohrdurchmesser, kleinerem Druckluftgebläse und kleinerer Abluftreinigungsanlage durchgeführt werden kann. Bei der Förderung unter Inertgas hat ein kleineres Fördergasvolumen eine zusätzliche Verringerung der Kosten zur Folge. Es besteht somit ein großes wirtschaftliches Interesse, die pneumatische Förderung bei möglichst kleinen Luftgeschwindigkeiten durchzuführen. Die Fördergasgeschwindigkeit kann allerdings nicht beliebig weit gesenkt werden, da für den sicheren Betrieb einer Förderanlage eine bestimmte MindestGasgeschwindigkeit eingehalten werden muss. Eine kleinere Luftgeschwindigkeit hätte das Verstopfen der Anlage zur Folge. Geht man bei der vertikalen Förderung davon aus, dass die zur Förderung notwendige Mindest-Luftgeschwindigkeit auf jeden Fall größer als die Sinkgeschwindigkeit der Einzelteilchen sein muss, kann jene für die horizontale Förderung nur aus Versuchen erhalten werden. Ein quantitatives Beispiel für gemessene Mindest-Luftgeschwindigkeiten bei horizontaler Förderung zeigt Abb. 14.14. Der gemessene Druckverlust ist über der Vergleichsgeschwindigkeit vg0 aufgetragen, wobei sich vg0 wie folgt berechnen lässt:

434


längenbez. Druckdifferenz Δp / ΔL

1000 Ms [kg/s] 0 0,035 0,081 0,142 0,246 0,32

kg m 2 s2 800

600

d c

400

Stopfgrenze

200

0

b

0

a

10

20

m/s

30

Vergleichsgeschwindigkeit vg0

Abb. 14.14. Gemessene Stopfgrenze bei der horizontalen pneumatischen Förderung von Polystyrol (dP = 2300 μm, d = 0,04 m) (nach [Wirth 1983])

vg0 = vg

ρg ρ g0

mit ρ g 0 = 1,2 kg / m 3 .

(14.29)

Diese Vergleichsgeschwindigkeit führt aufgrund der Dichtekorrektur zu einem identischen Staudruck. Die Verbindungslinie der gemessenen Mindest-Luftgeschwindigkeiten für die jeweiligen Massenströme wird, wie bereits erläutert, Stopfgrenze genannt. Diese Grenze kennzeichnet den Übergang von der stabilen pneumatischen Förderung mit stationärem Druckverlust (a) zur instationären Förderung, wie z.B. der Ballenförderung (b) oder Pfropfenförderung (c), welcher kein stationärer Druckverlust zugeordnet werden kann, oder zur Förderung über einer am Rohrboden liegenden Strähne (d), die bei einer kleinen Störung instabil wird und ein Verstopfen der Anlage zur Folge haben kann. Die Stopfgrenze ist allein durch eine Verknüpfung der Luftgeschwindigkeit mit dem Feststoff-Massenstrom gegeben. Ein Einfluss des Rohrdurchmessers konnte nicht beobachtet werden. Bei grobkörnigen Fördergütern ist im Allgemeinen mit einer stabilen Förderung zu rechnen, wenn die Fördergeschwindigkeit doppelt so groß wie die Sinkgeschwindigkeit der Partikeln ist. Da die Mindest-Luftgeschwindigkeit bei vertikaler Förderung nur halb so groß ist, bedeutet dies, dass - von den Krümmern abgese-


435

hen - im Allgemeinen die horizontale Förderleitung bezüglich der Verstopfung der Anlage die kritische Förderstrecke ist. Flugförderung ist möglich, solange im horizontalen Rohr die Beladung kleiner als die Grenzbeladung μ Grenz bleibt [Muschelknautz u. Wojahn 1974].

ζ g v g3

μ Grenz = 0,02 bis 0,04

gd

æ ç1 + wP çè

wP vg

ö ÷ ÷ ø

2− k

(14.30)

Die kleinere Konstante dieser Gleichung gilt bei enger Kornverteilung und kugelförmigen Partikeln, die größere bei breiten Verteilungen und unregelmäßiger aber kompakter Form. Es existiert eine Reihe meist empirischer Beziehungen zur Berechnung der Stopfgrenze, z.B. für feinkörnige Feststoffe in horizontalen Rohren [Muschelknautz u. Krambrock 1969] vg Stopf ≈ 0,25

gd

(14.31)

ρg ρ ss

mit der Nebenbedingung

μ

ρg ρ ss

< 0,75,

rderu ng ze D ichts trom fö

instabiler Bereich

Gren

Druckverlust Δp

Festbett M S=0

wobei ρss die Schüttdichte der Strähne bedeutet. Zu Daten ρs bzw. ρss unterschiedlicher Fördergüter s. Tabelle 14.2.

Kompressor Gebläse B A

0

MS = const. M S2 > M S1 MS1

ung tröm ass eG =0 in re MS

0 Luftgeschwindigkeit vg

Abb. 14.15. Zustandsdiagramm mit Gebläse- (G) bzw. Kompressorkennlinie (K)

436


Tabelle 14.2. Schüttgutdaten für die pneumatische Flugförderung sowie Erfahrungswerte für die Luftgeschwindigkeit vg0 (Gl. (14.29)) sowie den Widerstandsbeiwert (L0 = 1 m Bezugslänge) (aus [Siegel 1991]) Fördergut Ackerbohnen Aktivkohle Bentonit Glaskugeln Holzspäne Kartoffelflocken Mais, feucht Malz Natriumbicarbonat PE-Granulat PP-Pulver Polyesterchips PP-Granulat PP-Pulver PS-Granulat PVC-Pulver Reis Reishülsen Sojabohnen Stahlkugeln Steinsalz Weizen Weizenmehl Zement Zinkoxid

Partikelgröße mm 8,1 3 0,04 1,14 50 x 20 x 1 10 x 10 x 1 8,7 3,7 0,063 3,5 0,25 6x4x2 3,5 0,22 2,7 0,2 2,7 2,5 6,3 1,08 1,6 3,9 0,09 0,05 0,1

ρs kg/m³ 1390 1860 2680 2990 470 1200 1250 1370 2700 1070 1070 1400 1000 1000 1070 1320 1620 1280 1270 7850 2190 1380 1470 3100 4850

ρss kg/m³ 830 340 720 1780 150...400 300 680 540 1070 500 450 700 500 570 600 570 800 105 690 4420 1200 730 540 1420 2000

vg0 m/s 23...27 20...23 25...27 22...27 22...25 20...23 22...27 20...22 22...25 20...25 20...25 23...27 20...25 20...25 20...25 20...25 20...25 18...20 22...25 25...35 22...27 22...27 18...23 20...25 25...30

ζZ ⋅ L0/d 0,04 0,06 0,10 0,06 0,04 0,04 0,06 0,04 0,10 0,04 0,10 0,06 0,04 0,10 0,04 0,10 0,06 0,04 0,04 0,12 0,08 0,04 0,08 0,18 0,15

Zum Problemkreis der Stopfgrenze ist jedoch grundsätzlich anzumerken, dass im Prinzip jede verstopfte Förderleitung bei einem entsprechend hohen Druckgradienten freigeblasen werden kann. Die zur Förderung eingesetzten Gebläse und Kompressoren werden jedoch nach einem festgelegten Betriebspunkt ausgewählt (Punkt A in Abb. 14.15). Die mit diesen Verdichtern erreichbaren Druckgefälle reichen dann allerdings z.T. nicht mehr aus, eine verstopfte Förderleitung freizublasen. So führt die flache Kennlinie des Gebläses dazu, dass eine Massenstrom erhöhung von M s1 auf M s2 von dem Gebläse nicht verkraftet werden kann. Die Leitung verstopft. Beladungsschwankungen wirken sich umso weniger aus, je steiler die Verdichterkennlinie ist. Die Stopfgrenze ist deshalb immer in Verbindung mit dem eingesetzten Gebläse und dem damit zur Verfügung stehenden Druckgefälle zu sehen. Steht ein genügend großes Druckgefälle zur Verfügung, so ist auch bei kleineren Luftgeschwindigkeiten als der Stopfgrenze eine Förderung möglich. Es stellt sich dann eine Förderung in Form der Pfropfen- und Ballenförderung ein. Dies ist das Arbeitsgebiet der Dichtstromförderer. In diesen Fällen werden Beladungen zwischen 10 und 150 eingesetzt. Die Gasgeschwindigkeiten


437

liegen zwischen 2 und 15 m/s und sind oft niedriger als die Sinkgeschwindigkeiten. Die Rohrdurchmesser variieren von 50 bis 300 mm. Dichtstromförderung ist bei fast allen Schüttgütern von 1 μm bis 10 mm Korngröße möglich. Förderanlagen, die im Bereich der Flug- und Strähnenförderung arbeiten, werden nicht in unmittelbarer Nähe der oben definierten Stopfgrenze betrieben, da schon eine kleine Verringerung der Luftgeschwindigkeit reicht, um die Anlage zu verstopfen. Aus Sicherheitsgründen werden deshalb Förderanlagen mit größeren Luftgeschwindigkeiten als jenen an der Stopfgrenze betrieben. Aus wirtschaftlichen Gründen sollte ein Betriebspunkt mit minimaler Förderleistung gewählt werden. Dies ist annähernd in der Nähe des Druckverlustminimums gegeben. Die Betriebspunkte praktisch ausgeführter Förderanlagen liegen dagegen i.A. aus Gründen der Betriebssicherheit bei höheren Fördergeschwindigkeiten als am Druckverlustminimum. 14.2.5 Technische Fördersysteme Ein System für die pneumatische Förderung besteht aus folgenden Grundkomponenten: a) Antrieb: Bei Druckförderung Ventilator bis Kompressor, bei Saugförderung Vakuumpumpe. b) Dosiersystem (Schleuse): zur Einführung von Feststoff in ein unter Überbzw. Unterdruck stehendes System. c) Rohrleitung, die insbesondere von Verschleiß geschützt werden muss. d) Gas/Feststoff-Filter: Einsatzfeld erstreckt sich von Zyklonen bis hin zu selbstreinigenden Filtersystemen. Druckförderung Bei der Druckförderung (s. Abb. 14.16 links) steht die Förderleitung unter Überdruck. Derartige Systeme werden üblicherweise eingesetzt, wenn Feststoff von einem Punkt auf verschiedene Endpunkte verteilt werden muss, wie z.B. ein Silolager. Nach Druckbereichen unterscheidet man Niederdruckförderung (Δp < 0,2 bar), Mitteldruckförderung (0,2 bar < Δp < 1 bar) und Hochdruckförderung (1 bar < Δp < 10 bar). Für die Niederdruckförderung werden Ventilatoren als Luftverdichter eingesetzt, die Luftströmung hat bis zu 30 m/s Geschwindigkeit und kann damit bis zu ca. 5 kg Feststoff je kg Luft fördern. Mitteldruckförderung arbeitet üblicherweise mit Drehkolbengebläsen bei Beladungen zwischen 5 und 20 kg Feststoff je kg Luft und Geschwindigkeiten von 15 - 40 m/s. Hochdruckförderung schließlich erfordert Schrauben- oder Kolbenverdichter; damit können bei mittleren Beladungen und größeren Geschwindigkeiten weite Strecken (große Druckverluste) überwunden, oder hohe Beladungen bis zu 150 (in Extremfällen bis 400) kg Feststoff je kg Luft (Dichtstromförderung) auch bei niedrigen Luftgeschwindigkeiten (2 - 10 m/s) erreicht werden.

438


Druckförderung g

b g

Saugförderung b

b

b

Luft f

a e b

d

d

a

d

c Luft u. Feststoff

a

c

b

Luft u. Feststoff

d

c

Luft

a) Vorratssilo; b) Filter; c) Schleuse; d) Entleerungssilo; e) Gasförderer; f) Saugpumpe; g) Weichen

Abb. 14.16. Pneumatische Fördersysteme (nach [Marcus et al. 2002])

Saugförderung Die Saugförderung (s. Abb. 14.16 rechts) ist geeignet, wenn von mehreren Punkten Feststoff in einen gemeinsamen Behälter transportiert werden muss. Solche Fördersysteme sind aufgrund des Vakuums in ihrer Kapazität und Förderstrecke beschränkt.

14.3 Hydraulische Förderung Es existieren zwei Kategorien von Suspensionen: sedimentierende bzw. nichtsedimentierende. Das Fließverhalten von Suspensionen unterscheidet sich von Newtonschen Flüssigkeiten, da durch die Anwesenheit der festen Partikeln der Impulstransport innerhalb des Fluids verändert wird. Bei den sedimentierenden Suspensionen sind vier Regime zu unterscheiden: a) Homogene Suspension. Der Feststoff ist annähernd gleichmäßig im gesamten Rohrvolumen verteilt. b) Heterogene Suspensionen Die Feststoffkonzentration nimmt zum unteren Bereich des Rohres zu. Es existiert eine kritische Ablagerungsgeschwindigkeit, oberhalb derer die Partikeln in Schwebe gehalten werden können. c) Strähnenbildung. Unterschreitet die Energie der Partikeln die kritische Untergrenze, so sedimentieren sie aus. Die Feststoffteilchen bewegen sich strähnenförmig am Boden des Rohres. d) Rutschende Bewegung. Der Feststoff befindet sich am Boden und bewegt sich rutschend durch das Rohr. Die Klassifizierung des Strömungszustandes lässt sich anhand der Abb. 14.17 durchführen, indem Partikeldurchmesser dP und Feststoffdichte ρs betrachtet wer-

Partikeldurchmesser dP

14.3 Hydraulische Förderung

2000 μm 1000

heterogene Suspension a

500

200

b

komplex

homogene Suspension

100 50

439

1

2

3

4

5

bez. Feststoffdichte ρs / ρf

Abb. 14.17. Strömungszustände von Suspensionen (Geschwindigkeitsbereich: 1,2...2,1 m/s) als Funktion der Partikelgröße und der Feststoffdichte (nach [Marcus et al. 2002]) a) für hohe Feststoffkonzentrationen; b) für niedrige Feststoffkonzentrationen

den. Der qualitative Einfluss der Flüssigkeitsgeschwindigkeit auf den Druckverlust sowie die sich einstellenden Transportregime (s. Abb. 14.18) entsprechen nahezu vollständig den Zusammenhängen des pneumatischen Transports, wie sie in Abb. 14.4 dargestellt sind. In der Praxis liegen häufig sehr breite Partikelgrößenverteilungen vor, so dass sowohl homogene als auch heterogene Zustände auftreten können. Durch die anwesenden Partikeln unterscheidet sich das Fließverhalten der Suspension vielfach von dem der reinen Transportflüssigkeit. Es tritt nichtNewtonsches Fließverhalten auf, das sowohl dilatant als auch pseudoplastisch sein kann, ebenso wie auch Eigenschaften von Bingham Fluiden in Erscheinung treten. Schließlich kann das Fließverhalten auch noch zeitabhängig sein. Die grundsätzlichen physikalischen Abhängigkeiten unterscheiden sich nicht von denen der pneumatischen Förderung. Wegen der im Vergleich zu Gasen wesentlich höheren Schleppwirkung von Flüssigkeiten arbeitet man bei der hydraulischen Förderung üblicherweise mit Geschwindigkeiten zwischen 1 - 3 m/s. Das Dichteverhältnis ρs/ρf liegt beim hydraulischen Transport in der Größenordnung von 1 - 4 und damit um etwa drei Zehnerpotenzen niedriger als bei pneumatischer Förderung. Demzufolge ist der Feststoffvolumenanteil ϕV beim pneumatischen Transport um eine oder auch mehrere Zehnerpotenzen kleiner als beim hydraulischen. Die aufzubringende Leistung /η (η: Wirkungsgrad des Verdichters bzw. der Pumpe, Δp: Druckverlust P = Δp V in der Leitung) ist, auf einen vorgegebenen zu fördernden Massenstrom M s bezogen, bei der pneumatischen Förderung merklich höher als bei der hydraulischen.


längenbez. Druckdifferenz Δp / ΔL

440

Ballenströmung

Festbett

heterogene Strömung

homogene Strömung

Ms

0 0

Suspensionsgeschwindigkeit vsus

Abb. 14.18. Längenbezogener Druckverlust als Funktion der Strömungsgeschwindigkeit (nach [Marcus et al. 2002])

Über lange Förderstrecken würde der Druckverlust zu einer starken Expansion des Gases und damit zu steigenden Geschwindigkeiten führen (s. Abb. 14.13). Andererseits ist die Abtrennung des geförderten Gutes vom Förderstrom beim pneumatischen Transport einfacher und effektiver als beim hydraulischen, bei dem immer ein wasserhaltiges Gut anfällt. Dementsprechend dient der pneumatische Transport zur Überbrückung kleiner Entfernungen bis etwa 10³ m, während beim hydraulischen Transport schon Entfernungen von mehr als 100 km überwunden wurden.

14.4 Aufgaben 1. In einer pneumatischen Förderanlage sollen 6,2 t/h Steinkohle mit einer mittleren Korngröße von 4 mm horizontal über eine Strecke von 100 m gefördert werden. Die Leitungen sollen aus gehärtetem Stahl bestehen. Vor dem Bau müssen Rohre und Verdichter dimensioniert werden. a)

Wie groß muss der Durchmesser d des Förderrohres sein, wenn die mittlere Luftgeschwindigkeit bezogen auf den freien Querschnitt 20 m/s betragen soll? b) Berechnen Sie den Gesamtdruckverlust Δpges bei stationärer Förderung. c) Welche Verdichterleistung ist erforderlich?

14.4 Aufgaben

441

Gegeben: K = 0,17 mm (Rohrrauhigkeit) /M μ=9= M s g ρg = 1,2 kg/m³ ρs = 1900 kg/m³ ηg = 1,8 ⋅ 10-5 Pa s 2. Durch die in der Abb. skizzierte Rohrleitung sollen 1,8 t/h PE-Granulat gefördert werden. Die Beladung sei μ ≈ 10. Gegeben: Partikelgröße: dP = 3,5 mm Dichte: ρs = 1070 kg/m³ Dichte: ρg0 = 1,2 kg/m³ Zähigkeit: ηg = 1,8 ⋅ 10-5 Pa s Der Zyklon hat einen Verlustbeiwert von ζges = 25. Wie groß sind der erforderliche Luftvolumenstrom, der Rohrdurchmesser und die Netto-Gebläseleistung? 30 m Zyklon Silo 1

10 m

Silo 2

0,5 m b 5m

Pneumatische Förderanlage Aufgabe 2

3. In einem landwirtschaftlichen Betrieb soll ein Massenstrom von 2 t/h Weizen (ψ = 0,87) pneumatisch durch eine Leitung aus gehärtetem Stahl in ein Vorratssilo gemäß nachstehender Abb. gefördert werden. Gegeben: Mittlerer Partikeldurchmesser dP = 3,9 mm Beladung μ = 11 Fördergas Luft ρg = 1,2 kg/m³, ηg = 18,2 ⋅ 10-6 Pa s a) b) c) d)

Wie groß ist die Transportgeschwindigkeit des Feststoffs? Welcher Feststoffvolumenanteil stellt sich ein? Liegt die Beladung unterhalb der Grenzbeladung für die Flugförderung? Welche Verdichterleistung ist erforderlich?

442


Silo 1

20 m

Silo 2

b 50 m

Pneumatische Förderanlage Aufgabe 3

41. Um die Liegezeiten großer Überseeschiffe mit mehreren 100.000 t Ladung kurz zu halten, müssen große Gutmassenströme bei der Entladung realisiert werden können. Im Hafen von Lissabon wurde eine Schiffsentladeanlage für 600 t/h Sojabohnen gebaut mit folgenden wesentlichen Daten: vertikaler Förderweg: max. 25 m horizontaler Förderweg: max. 32 m Rohrdurchmesser: 600 mm a) Überprüfen Sie den gewählten Rohrdurchmesser. b) Welche Antriebsleistung benötigt der eingesetzte Turboverdichter? Hinweis Schüttgutdaten für Sojabohnen sind Tabelle 14.2 zu entnehmen.

14.5 Literatur Allgemein Bohnet M (1983) Fortschritte bei der Auslegung pneumatischer Förderanlagen. Chem Ing Tech 55:524–539 Brauer H (1971) Grundlagen der Einphasen- und Mehrphasenströmung. Verlag Sauerländer, Aarau Marcus RD, Rizk F, Meijers SJ (2002) Solids handling. In: Ullmann's Encyclopedia of industrial chemistry, 7. Aufl, Wiley-VCH, Weinheim Molerus O (1982) Fluid-Feststoff-Strömungen, Springer, Berlin Heidelberg New York Muschelknautz E, Krambrock W, Schlag H-P (2002) Druckverlust bei der pneumatischen Förderung. In: VDI-Wärmeatlas, 9. Aufl, VDI-Verlag, Düsseldorf, Lcc 1–16 Siegel W (1991) Pneumatische Förderung: Grundlagen, Auslegung, Anlagenbau, Betrieb. Vogel Fachbuch-Verlag, Würzburg Stieß M (1994) Mechanische Verfahrenstechnik. Springer, Berlin Heidelberg New York Wirth K-E (1983) Die Grundlagen der pneumatischen Förderung. Chem Ing Tech 55, 2:110–122 Speziell Dinglers (1878) Polytech J 132

1

Weitere Details zur Förderanlage s. [Siegel 1991]

14.5 Literatur

443

Muschelknautz E, Krambrock W (1969) Vereinfachte Berechnung horizontaler pneumatischer Förderleitungen bei hoher Gutbeladung mit feinkörnigen Produkten. Chem Ing Tech 41:1164–1172 Muschelknautz E, Wojahn H (1974) Auslegung pneumatischer Förderanlagen. Chem Ing Tech 46:223–235 Siegel W (1970) Experimentelle Untersuchungen zur pneumatischen Förderung körniger Stoffe in waagerechten Rohren und Überprüfung der Ähnlichkeitsgesetze. VDIForschungsheft Nr 538

15 Gas/Flüssigkeits-Strömungen in Rohren

In einer Vielzahl verfahrenstechnischer Anlagen werden Rohrleitungen gleichzeitig von einer gasförmigen und einer flüssigen Phase durchströmt. Beispielhaft seien hier Verdampfer, Kondensatoren oder Pipelines für den parallelen Transport von Erdöl und Erdgas genannt. Die entscheidende Aufgabe bei der Dimensionierung derartiger Rohrleitungen sowie der zugehörigen Antriebsaggregate besteht in der Bestimmung des Druckabfalls der zweiphasigen Strömung. Für diese Berechnungen ist eine zuverlässige Vorhersage der sich einstellenden Strömungsform sowie der Volumenanteile von Gas und Flüssigkeit erforderlich. Während bei der einphasigen Strömung in erster Linie der Turbulenzgrad und die Wandrauhigkeit den Druckverlust charakterisieren, ist bei Gas/Flüssigkeits-Strömungen vor allem die fluiddynamische Wechselwirkung zwischen den Phasen maßgebend. Grundsätzlich ist in vertikalen oder geneigten Rohren auch ein Gegenstrom zwischen Gas und Flüssigkeit möglich, bei dem das Gas aufwärts und die Flüssigkeit abwärts strömen. In diesem Kapitel wird jedoch ausschließlich der Gleichstrom betrachtet, bei dem sich die beiden Phasen i.A. mit unterschiedlichen Geschwindigkeiten bewegen.

15.1 Strömungs- und Phasenverteilungszustände Die Kenntnis des Strömungszustandes einer Gas/Flüssigkeits-Rohrströmung ist von entscheidender Bedeutung, da sämtliche Transportprozesse und damit auch die Phasengeschwindigkeiten sowie der Druckabfall stark von der Strömungsform beeinflusst werden. Aus diesem Grund ist auch eine Vielzahl von Berechnungsgleichungen für die Phasenverteilung und den auftretenden Druckabfall lediglich für eine bestimmte Strömungsform gültig. 15.1.1 Strömungen in vertikalen Rohren In Abb. 15.1 sind die Phasenverteilungszustände dargestellt, die bei der aufwärts gerichteten Gas/Flüssigkeits-Strömung in vertikalen Rohren mit wachsender Gasbelastung auftreten. Ist der Gasvolumenstrom gegenüber dem Flüssigkeitsvolumenstrom klein (Gasgehalt εg ≤ 0,3), so wird in der sogenannten Blasenströmung das Gas in Form von Kugelblasen im Bereich des Querschnittszentrums transportiert (a). Die Schubspannungen in der Flüssigkeit sind im Bereich des Rohrzent-


446


rums gegenüber der Oberflächenspannung an der Blase klein und beeinflussen die Blasenform nur unwesentlich. Mit zunehmendem Gasvolumenstrom wächst die Anzahl der Gasblasen sowie ihre Größe (b), bis sie nahezu den gesamten Rohrquerschnitt ausfüllen. Das Gas bewegt sich bei weiterer Durchsatzsteigerung dann als Pfropfen oder Kolben durch das Rohr (c). Mit der Zunahme des Gasvolumenstroms erhöhen sich auch die örtlichen Geschwindigkeiten und damit die Schubspannungen in der Flüssigkeit. Die Form der Pfropfen passt sich dem Geschwindigkeitsprofil der Flüssigkeitsströmung an. Die Grenzflächenspannung ist jedoch noch groß genug, die einzelnen Gaskolben voneinander zu trennen. Wächst die Gasbelastung weiter, so nimmt das Volumen der Gaspfropfen zu, bis die einzelnen Pfropfen nur noch durch eine dünne Flüssigkeitsmembran voneinander getrennt sind (d). Die Flüssigkeitsmembranen werden vom Gas durch das Rohr geschoben. Bei einer weiteren Zunahme der Gasbelastung führt der Druckunterschied zwischen zwei Gaspfropfen zu einer Zerstörung der Membranen. Es entsteht eine Ring- oder Filmströmung (e). Wird der Gasvolumenstrom weiter gesteigert, dann erreicht die Schubspannung in der Phasengrenzfläche so hohe Werte, dass Tropfen aus der Flüssigkeitsoberfläche herausgerissen und im Gasstrom transportiert werden (f). Wenn die gesamte Flüssigkeit als Tropfen im Gasstrom transportiert wird, spricht man von Tropfenströmung oder auch Nebelströmung (g). Mit diesem Zustand wird der Übergang zur reinen Gasströmung erreicht. Ein wesentlicher Teil des Druckverlusts entsteht hierbei durch die wiederkehrenden Beschleunigungsvorgänge der Tropfen, wofür dem Gaskern Energie entzogen wird. Die Form der Phasenverteilung bei der Gas/Flüssigkeits-Strömung in vertikalen Rohren wird durch das Zusammenwirken von Schubspannungskräften, Trägheitskräften, Druckkräften und Oberflächenkräften in Gas und Flüssigkeit bestimmt. Blasenströmung

Kolbenströmung

Filmströmung

Nebelströmung

Flüssigkeit

a

b

c

d

e

f

g

zunehmende Gasbelastung

Abb. 15.1. Phasenverteilung in vertikalen Rohren für die aufwärts gerichtete Strömung

Gas

15.1 Strömungs- und Phasenverteilungszustände

447

Die Schwerkraft, die in Richtung der Rohrachse wirkt, ist vernachlässigbar, da sie parallel zu den Strömungskräften verläuft. Der Einfluss der verschiedenen Kräfte ist bei den einzelnen Phasenverteilungszuständen von unterschiedlicher Wichtigkeit. 15.1.2 Strömungen in horizontalen Rohren Die charakteristischen Phasenverteilungszustände bei der Strömung in einem horizontalen Rohr zeigt in stark schematisierter Form Abb. 15.2 Mit wachsendem Gasvolumenstrom beobachtet man die folgenden Phasenverteilungszustände: Blasenströmung, Kolbenströmung, Schichtenströmung, Wellenströmung, Schwallströmung, Filmströmung und Nebelströmung. Gegenüber der Strömung in vertikalen Rohren sind durch den Einfluss der Schwerkraft die Schichtenströmung, die Wellenströmung und die Schwallströmung als zusätzliche Phasenverteilungszustände hinzugekommen. Prinzipiell begünstigt die zur Strömungsrichtung senkrechte Schwerkraft eine waagerechte Schichtung der Phasen. Bei kleinem Gasvolumenstrom bewegt sich das Gas in Form von Blasen an der höchsten Querschnittsstelle des Rohres. Nimmt der Gasvolumenstrom zu, so wachsen die Blasen zu Gaskolben zusammen, wodurch die Phasengrenzfläche zwischen Gas und Flüssigkeit nahezu minimiert wird. Die Gaskolben bewegen Strömungsrichtung

zunehmende Gasbelastung

Blasenströmung

Kolbenströmung

Schichtenströmung

Wellenströmung

Schwallströmung

Filmströmung

Nebelströmung

Abb. 15.2. Strömungsformen in horizontalen Rohren (nach [Brauer 1971])

448


sich mit einer höheren Geschwindigkeit als die Flüssigkeit durch das Rohr und schieben die sie trennenden Flüssigkeitsschichten vor sich her. Bei einer weiteren Steigerung des Gasvolumenstroms werden die Gaskolben so groß, dass die Oberflächenspannung nicht mehr ausreicht, die Flüssigkeitsmembranen gegen die Druckdifferenz, die aufgrund der Reibungsverluste über die Lauflänge entsteht, zwischen den Gaskolben aufrechtzuerhalten. Gas und Flüssigkeit strömen in zwei Schichten durch das Rohr. Wird der Gasvolumenstrom weiter erhöht, so stellt sich schließlich nach Durchschreiten einiger instabiler Zwischenzustände die Filmströmung ein. Zunächst entstehen auf der Flüssigkeitsoberfläche durch die wachsende Schubspannung in der Phasengrenzfäche Wellen. Wachsen die Schubspannungskräfte in der Phasengrenzfläche weiter, so werden die Wellen immer stärker angeregt, bis sich einzelne Wellenberge als Flüssigkeitsschwall durch das Rohr bewegen. Diese Strömungsform ist technisch gefürchtet, da sie insbesondere bei der Erdölförderung über lange waagerechte Pipelines durch die großen Impulskräfte eines Schwalls Probleme verursacht. Die auftretenden Schubspannungskräfte sind so groß, dass die Schwerkraft an Bedeutung verliert. Der minimale Strömungsverlust stellt sich ein, wenn das Gas, das bei diesem Strömungszustand im Wesentlichen die auftretenden Druckverluste verursacht, in einem Kreisquerschnitt im Rohrinneren strömt. Die Flüssigkeit wird in einem Kreisringquerschnitt an die Rohrwand gedrängt. Diesen Phasenverteilungszustand bezeichnet man als Filmströmung oder auch als Ringströmung. Wie bei der Strömung in vertikalen Rohren führt der Grenzfall sehr hoher Gasvolumenströme zur Nebelströmung. Die Flüssigkeit wird in Form von Tropfen in der Gasphase transportiert. Bei der Gas/Flüssigkeits-Strömung in horizontalen Rohren wird die Form der Phasenverteilung von den Schubspannungskräften, den Trägheitskräften, den Druckkräften und den Oberflächenkräften in Gas und Flüssigkeit sowie von der Schwerkraft bestimmt. Allerdings hat jedoch immer nur ein Teil der Kräfte maßgebenden Einfluss auf die Phasenverteilungszustände.

15.2 Grundlegende Beziehungen und Definitionen Zur Beschreibung fluiddynamischer Vorgänge in einem Rohr, durch das Gas und Flüssigkeit strömen, werden einige spezifische Parameter benötigt. Vereinfachend wird angenommen, dass die Systemeigenschaften quer zur Strömungsrichtung konstant sind. Außerdem ist zu beachten, dass alle Größen zeitabhängig sind und um einen Mittelwert schwanken. Dieser wird als stationärer Mittelwert in die Betrachtungen eingeführt. Eine charakteristische Eigenschaft der Gas/Flüssigkeits-Strömung ist, dass Gas und Flüssigkeit mit unterschiedlichen Geschwindigkeiten durch das Rohr strömen. Massen- und Volumenströme von Gas und Flüssigkeit stehen daher in einem anderen Verhältnis zueinander als die Massen und Volumina von Gas und Flüssigkeit innerhalb eines Rohrabschnitts. Folgende Beziehungen und Definitionen sind bedeutsam:

15.2 Grundlegende Beziehungen und Definitionen

449

Gesamtvolumen

V ges = V g + V f

(15.1)

Gesamtmasse

M ges = M g + M f

(15.2)

Gasgehalt

εg ≡

Massengasgehalt

xg ≡

Gesamtvolumenstrom

Vges = Vg + V f

(15.5)

Gesamtmassenstrom

M ges = M g + M f

(15.6)

Massenstromdichte

m ges =

Strömungsgasgehalt

ε g ≡

Strömungsmassengasgehalt

x g ≡

Vg

(15.3)

V ges Mg

(15.4)

M ges

M ges A

= m g + m f

Vg Vges M g M ges

(15.7)

(15.8)

(15.9)

Das Verhältnis der jeweiligen Volumenströme V g und Vf zur Querschnitts-

fläche A wird als Leerrohrgeschwindigkeit oder auch als Volumenstromdichte bezeichnet: vg ≡

vf ≡

V f A

Vg A

=

=

M g

ρg A

M f

ρf A

=

=

x g m ges

ρg

(1 − x g ) m ges

ρf

(15.10)

(15.11)

Da die Dichten über den Querschnitt gemittelte Größen darstellen, berechnet man für jede Phase folgende mittlere Geschwindigkeit im von ihr durchströmten Querschnittsanteil:

450


wg ≡

wf ≡

Vg

εg A

V f (1 − ε g ) A

=

=

vg

M g

=

εg

vf (1 − ε g )

ρg ε g A

=

=

x g m ges

(15.12)

εg ρg

M f

ρ f (1 − ε g ) A

=

(1 − x g ) m ges (1 − ε g ) ρ f

(15.13)

In einer vertikalen, aufwärts gerichteten Strömung bewegt sich das Gas schon aufgrund des Auftriebs schneller als die Flüssigkeit. Beobachtungen zeigen jedoch, dass das Gas auch in horizontaler sowie in abwärts gerichteter Strömung der Flüssigkeit voreilt. Diese Geschwindigkeitsdifferenz zwischen den Phasen erklärt sich mit einer einfachen Kräftebetrachtung aus dem Dichteunterschied zwischen Flüssigkeit und Gas. Man kann im Allgemeinen davon ausgehen, dass der Druck jeweils über den Querschnitt des Rohres konstant ist. Der Druckabfall längs des Strömungsweges übt auf das Gas aufgrund seiner größeren Volumenzunahme mit fallendem Druck eine größere Beschleunigung aus als auf die Flüssigkeit. Das Geschwindigkeitsverhältnis der beiden Phasen bezeichnet man als Schlupf: S≡

wg

(15.14)

wf

Der volumenbezogene Gasgehalt εg (Gl. (15.3)) steht in folgendem Zusammenhang mit dem Schlupf S und dem Strömungsmassengasgehalt x g (Gl. (15.9)):

ε g = (1 +

1 − x g ρ g x g

ρf

S)

−1

=

æ 1 − ε g ç1 + ç ε g è

ö S÷ ÷ ø

−1

(15.15)

Die Gl. (15.15) verdeutlicht, dass der volumenbezogene Gasgehalt nicht allein durch den Strömungsmassengasgehalt x g und die Dichten festgelegt ist. Das Verhältnis der Phasengeschwindigkeiten, also der Schlupf, muss darüber hinaus bekannt sein. Der Druckabfall längs der Strömungsachse stellt die zur Erzeugung des Schlupfes maßgebende Kraft dar, dem Auftrieb kommt nur untergeordnete Bedeutung zu. Dagegen vermindert der Impulsaustausch zwischen den Phasen die Geschwindigkeitsunterschiede. Insgesamt nimmt die Gasphase deshalb einen geringen Anteil der Querschnittsfläche ein, als es aufgrund des Strömungsgehalts zu erwarten wäre.

15.3 Bestimmung der Strömungsform Die Bestimmung der sich einstellenden Strömungsform unter gegebenen Betriebsparametern geschieht zumeist anhand empirischer oder halbtheoretisch gewonnener sogenannten Strömungsbilderkarten oder auch Strömungsformkarten (s. Abb. 15.3). In dieser zweidimensionalen Darstellung werden die Grenzen zwischen den

15.3 Bestimmung der Strömungsform

451

möglichen Strömungsformen z.T. vereinfachend als Linien dargestellt, obwohl sie als Übergangsbereiche anzusehen sind, wie in Abb. 15.3 angedeutet. So beträgt die Größe der Übergangsbereiche in einer Darstellung mit Hilfe der Leerrohrgeschwindigkeiten der Phasen bis zu einer halben Zehnerpotenz. Darüber hinaus können in der durch die zweidimensionale Darstellung beschränkten Strömungsbilderkarte oft nicht alle Einflussgrößen berücksichtigt werden. Unter der Annahme, dass die Übergangsbereiche der Strömungsformen durch -

die Leerrohrgeschwindigkeiten der Phasen, die Dichten der Phasen, die Viskositäten der Phasen, den Rohrdurchmesser und den Neigungswinkel des Rohres zur Horizontalen sowie die Erdbeschleunigung und die Rohrrauhigkeit

bestimmt sind, lassen sich mittels der Dimensionsanalyse acht Kennzahlen finden, mit denen die Grenzen zwischen den Strömungsformen beschreibbar sind. Eine Strömungsbilderkarte kann jedoch nur zwei dieser Kennzahlen beinhalten, so dass die Gültigkeit oft auf die im Experiment variierten Bereiche beschränkt bleibt. Eine ausführliche Darstellung der aus der Literatur bekannten Strömungsbilderkarten bieten [Taitel u. Dukler 1976]. 102


Filmströmung Nebelströmung

m/s 101

100

Wellenströmung

Schwallströmung

Blasenströmung

Schichtenströmung Kolbenströmung

10-1 10-2

10-1

100

m/s

101

Flüssigkeitsleerrohrgeschwindigkeit vf

Abb. 15.3. Strömungsformen in einer Luft/Wasser-Strömung im horizontalen Rohr (nach [Mayinger 1982])

452


15.3.1 Strömungsformen in horizontalen Rohren In einem horizontalen Rohr sind die Möglichkeiten der Phasenverteilung einer zweiphasigen Strömung zahlreicher als in vertikalen Rohren, da die senkrecht zur Strömung stehende Schwerkraft asymmetrische Verteilungen hervorruft, während die reinen Strömungskräfte symmetrische Strömungsformen begünstigen. Eine schematische Übersicht über die sich einstellenden Phasenverteilungen einer Luft/ Wasser-Strömung in einem horizontalen Rohr ist in Abb. 15.3 angegeben, wobei die Einteilung mit Hilfe der Leerrohrgeschwindigkeiten erfolgt. Aufbauend auf theoretischen Modellvorstellungen zu den Übergängen wurde ein Verfahren zur Bestimmung der Strömungsform entwickelt [Taitel u. Dukler 1976]. Diese Vorstellung wird im Folgenden kurz erläutert, um eine Berechnungsmöglichkeit zur Ermittlung der Strömungsform als Hilfsmittel vorzustellen und zum Nachschlagen bereitzustellen. Die in Abb. 15.4 dargestellten Grenzkurven zwischen den Strömungsformen folgen unterschiedlichen Funktionen. Mit dem sogenannten Martinelli Parameter X (s. Abschn. 15.4.2) wird dabei das Verhältnis der Druckverluste bezeichnet, die sich ergäben, wenn Gas oder Flüssigkeit allein einphasig im Rohr strömen würden: X ≡ (Δp / L)1 f /(Δp / L)1g

(15.16)

Den Übergang zwischen welliger Strömung und Schwall- bzw. Ringströmung gibt die Funktion FD an. Sie ist definiert als

101

Strömungungskoeffizient KD

Film-/ Nebelströmung

103

Blasenströmung

X = 1,4

100

FD TD

102

Wellenströmung

101

100 10-3

Schwallströmung

KD

10-2

FD

Schichtenströmung 10-2

10-1

100

101

10-1

102

10 3

Strömungungskoeffizienten FD , TD

104

10-3 104

Martinelli Parameter X = [ (Δp/L)1f / (Δp/L)1g) ]1/2

Abb. 15.4. Strömungsbilderkarte für horizontale Rohre; Grenzen nach [Taitel u. Dukler 1976]


FD ≡ (

ρg ρ f − ρg

)1/ 2

m ges x g

ρg d g

453

(15.17)

und stellt das Produkt aus einem Dichteverhältnis und der Froudezahl Frg ≡

v g2 g d

(Verhältnis Trägheits- zu Gewichtskraft) dar. Die beginnende Wellenbildung in einer Schichtenströmung lässt sich mit der Funktion KD vf ρ f d

K D = FD Re f , Re f ≡

ηf

(15.18)

vorhersagen. Dies basiert auf der Annahme, dass eine Welle entsteht, wenn die angreifenden Druck- und Scherkräfte die Trägheitskraft überwinden können. Die Grenze zwischen Blasen- und Schwallströmung wird mittels der Funktion TD

Δp æ ) ç ( L 1f TD = ç ç (ρ f − ρ g )g ç è

1/ 2

ö ÷ ÷ ÷ ÷ ø

(15.19)

beschrieben, die die turbulenten Scherkräfte mit dem Auftrieb der Gasphase in Beziehung setzt. Diese Betrachtung geht von einer Zunahme der Scherkräfte aus, bis sie die Auftriebskräfte kompensieren, die ansonsten zur Ausbildung einer zusammenhängenden Gasphase im oberen Rohrbereich führen würden. Für den Übergang von der Blasen- bzw. Schwallströmung zur Film- oder Nebelströmung wird von [Taitel u. Dukler 1976] ein fester Wert von X = 1,4 angegeben. Ein umfassender Vergleich von Messwerten und Modellen führt zu dem Schluss, dass der Ansatz von [Taitel u. Dukler 1976], die Übergangsbereiche mittels physikalischer Ansätze beschreiben zu wollen, die Strömungsform mit guter Genauigkeit beschreibt. Eine Vorhersage der Strömungsform beispielsweise in Rohren großen Durchmessers ist allerdings bis heute kaum mit einer zufriedenstellenden Genauigkeit möglich. 15.3.2 Strömungsformen in vertikalen Rohren Einen Überblick über die verschiedenen Phasenverteilungsformen einer Wasser/ Luft-Strömung in einem vertikalen Rohr mit 0,1 m Durchmesser gibt Abb. 15.5, wobei die auf den Rohrquerschnitt bezogenen Volumenströme beider Phasen vg

454


und vf die Koordinatenachsen bilden. Für die als Koordinaten zu wählenden Parameter dieser Strömungsbilderkarten gibt es verschiedene Vorschläge. Sie haben das Ziel, eine möglichst umfassend gültige Form der Darstellung zu erhalten. Eine allgemeine Aussagekraft hat die von Hewitt und Roberts [Hewitt u. Roberts 1969] vorgeschlagene Darstellungsweise in Abb. 15.6 für vertikale Gas/FlüssigkeitStrömungen. Als Abszisse wird dabei die scheinbare Impulsstromdichte der flüssigen Phase 2 2 2 2 (1 − x x g ) /ρ f und als Ordinate die der gasförmigen Phase m g /ρ g aufgem

tragen. Es ergeben sich dann die in Abb. 15.6 abgegrenzten Gebiete für die verschiedenen Strömungsformen. Experimentell wurde Abb. 15.6 für Luft/WasserGemische bis 6 bar und für Dampf/Wasser-Gemische bis zu 70 bar bestätigt. Für 2 =M die Massenstromdichte m ges /(π d / 4) und für den Strömungsmassengasge-

halt x g sind Mittelwerte einzusetzen, indem das Gemisch gleichmäßig über den Querschnitt verteilt gedacht ist. 102 Filmströmung


m/s 101

100

Pfropfenströmung

Kolbenströmung Schirmblasenströmung

Blasenströmung

10-1 4

10-2

10-1

100

m/s

101

Flüssigkeitsleerrohrgeschwindigkeit vf

Abb. 15.5. Strömungsformen in einer Luft/Wasser-Strömung im vertikalen Rohr (d = 0,1 m) (nach [Mayinger 1982])


455

Impulsstromdichte der Gasphase

m2 xg2 ρg

105 Filmströmung

Filmströmung mit Tropfenwolke

kg s2 m 103

102

Schaumströmung

Blasenströmung Kolbenströmung

101

100

10-1 100

101

102

103

104 kg / (s2 m) 106

Impulsstromdichte der Flüssigphase

m2 (1 - xg)2 ρf

Abb. 15.6. Strömungsbilderkarte nach [Hewitt u. Roberts 1979] für vertikale Gas/ Flüssigkeits-Strömungen (aus [Muschelknautz 2002])

Für die abwärts gerichtete Strömung in vertikalen Rohren, bei der sowohl die Flüssigkeit als auch das Gas nach unten strömen, wurden ähnliche Strömungsformen beobachtet wie bei Aufwärtsströmung, also auch Blasen-, Kolbenblasen-, Schaum- und Ringströmung. Bei der Blasenströmung sind allerdings die Blasen mehr in der Kanalmitte konzentiert, und bei der Kolbenblasenströmung sind die Gaskolben an der Unterseite stärker abgeflacht und die obere halbkugelförmige Spitze symmetrischer ausgebildet als bei der Aufwärtsströmung. 15.3.3 Schlupf Der Schlupf zwischen den Phasen ist unter anderem zur Bestimmung des Gasgehaltes εg mit Gl. (15.15) wesentlich. Im Schrifttum gibt es zahlreiche Ansätze zur Berechnung des Schlupfes. Hier soll nur der Schlupfansatz von [Ahmad 1970] genannt werden, der für die praktische Anwendung Überschlagswerte liefert: S

æ =ç ç è

ρf

ö ÷ ρ g ÷ø

0, 205

æm ç ges ç η f è

⋅d ö ÷ ÷ ø

−0,016

(15.20)

456


Gleichung (15.20) ist auf einfache Weise explizit lösbar. Bei einer Ringströmung mit hohem Tropfenanteil im Gaskern führt diese einfache Beziehung zu irreführenden Ergebnissen.

15.4 Berechnungsverfahren für Gas/FlüssigkeitsStrömungen Die verschiedenen Berechnungsverfahren zur Bestimmung des Druckverlusts von Gas/Flüssigkeits-Strömungen gehen auf unterschiedliche Mittelungen der abhängigen Variablen zurück. Dem Verfahren der Mittelung kommt deshalb große Bedeutung zu. Dies soll am Beispiel der Ringströmung zweier Phasen, die in gleicher Richtung in einem vertikalen Rohr aufwärts strömen, verdeutlicht werden. Bisher wurde jeder der Phasen eine repräsentative Geschwindigkeit, die mittlere Geschwindigkeit w g bzw. w f (Gln. (15.12, 15.13)) bzw. Transportgeschwindigkeit, zugeordnet. Tatsächlich weist sowohl der Gaskern als auch der Flüssigkeitsring ein Geschwindigkeitsprofil über den Querschnitt auf, und die Gasströmung ist nicht frei von Flüssigkeitstropfen. Der örtliche Verlauf der Geschwindigkeit über den Querschnitt ist in Abb. 15.7 am Beispiel der Ringströmung für verschiedene Gasgehalte angegeben. Lokale Werte der Strömungsgeschwindigkeiten für Gas und Flüssigkeit können erheblich von den Mittelwerten abweichen. Eine korrekte Mittelung muss aber nicht nur über den Querschnitt, sondern auch über die Länge des Strömungskanals und über die Zeit erfolgen. Die Situation wird noch komplizierter, wenn man bedenkt, dass die in Abb. 15.7 skizzierte Phasenverteilung eine der einfachen Strömungsformen darstellt. Andere Gas/ Flüssigkeits-Verteilungen, wie Blasenströmung, Kolbenblasenströmung oder der Übergangsbereich zwischen Blasen- und Ringströmung, weisen wesentlich größere zeitliche und örtliche Geschwindigkeitsänderungen auf.

wg max wg wg wf

wf di

di

d

d

Abb. 15.7. Geschwindigkeitsverteilung in der Ringströmung für niedrigen Gasgehalt (links) und hohen Gasgehalt (rechts)

15.4 Berechnungsverfahren für Gas/Flüssigkeits-Strömungen

457

Bei der Mittelung muss man zwischen den Mittelwerten über die Zeit, über eine Fläche - z.B. den Strömungsquerschnitt - und über ein Volumen unterscheiden. Häufig muss auch die Mittelung auf das jeweilige Gebiet einer Phase beschränkt bleiben, nämlich immer dann, wenn auf beiden Seiten in unmittelbarer Nähe der Phasengrenze große Unterschiede in der Geschwindigkeit vorhanden sind. So ändert sich die Dichte des Fluides an der Phasengrenze immer sprunghaft. Der Mittelwertbildung muss eine Vorstellung - ein sogenanntes Modell - für das physikalische Verhalten der Strömung zugrunde liegen. Zwei grundlegende Modelle der Zweiphasenströmung werden im Folgenden kurz dargestellt. 15.4.1 Homogenes Modell Die einfachste und mathematisch am leichtesten zu handhabende, aber von den physikalischen Realitäten meist am weitesten entfernte Annahme ist die, dass Flüssigkeit und Gas mit derselben und darüber hinaus im gesamten Querschnitt konstanten Geschwindigkeit fließen. Man spricht dann von dem eindimensionalen Eingeschwindigkeitsmodell bzw. homogenen Modell. Unter diesen Annahmen gilt, dass die volumenbezogenen Größen εg, xg sich nicht von den auf die Strömung bezogenen Größen ε g , x g unterscheiden:

ε g = εg

x g = x g

und

Die Dichte des homogenen Gemisches berechnet sich zu:

ρ hom = ε g ρ g + (1 − ε g ) ρ f =

ρ f ρg ρ g + x g ( ρ f − ρ g )

(15.21)

Für die mittlere Geschwindigkeit gilt dann: w hom =

m ges

(15.22)

ρ hom

Die Bestimmung einer charakteristischen Viskosität beinhaltet deutlich mehr Probleme. Für die homogene dynamische Viskosität sind in der Literatur verschiedene Mittelwertbildungen üblich. Nach [Mc Adams et al. 1942]

η hom =

η gη f x g (η f − η g ) + η g

=

x g

ηg

+

1 1 − x g

(15.23)

ηf

nach [Cicchitti et al. 1960]

η hom = x g η g + (1 − x g )η f

(15.24)

458


und nach [Dukler et al. 1964a]: æ

ηhom = ρ hom ç xg ç è

ηg ηf + (1 − xg ) ρg ρf

ö ÷= ÷ ø

ρ hom (xgν g + (1 − xg )ν f )

(15.25)

Diese Mittelwertbildungen führen zu sehr unterschiedlichen Ergebnissen. Da die Berechnung von mittleren Viskositäten schon bei einphasigen Flüssigkeitsgemischen auf große Schwierigkeiten stößt, ist die Bildung von Mittelwerten für Gas/Flüssigkeitsgemische ausgesprochen problematisch. So zeigen auch Ergebnisse für den Druckverlust, die mit verschiedenen Definitionen für ηhom berechnet werden, zum Teil beträchtliche Abweichungen voneinander. Das homogene Modell eignet sich zur Beschreibung der Blasenströmung mit kleinen Blasen, der Ringströmung mit hoher Tropfenbeladung des Gaskerns und der Nebelströmung. Es liefert umso genauere Ergebnisse, je mehr sich die Zweiphasenströmung den Grenzwerten der Einphasenströmung ( x g → 0) oder x g → 1 nähert und je geringer der Dichteunterschied zwischen den beiden Phasen (ρf/ρg → 1) ist. Dagegen wird das homogene Modell umso ungenauer, je stärker sich die Strömungsgeschwindigkeiten beider Phasen voneinander unterscheiden. Es ist z.B. ungeeignet zur Beschreibung des Gegenstroms zweier Phasen in einem vertikalen Rohr. Mit den Mittelwerten des homogenen Modells lassen sich die Erhaltungssätze der Zweiphasenströmung wie für eine Einphasenströmung aufstellen. Unter Annahme einer stationären Strömung sowie einer konstanten Schubspannung über den Kanalumfang lauten diese Gleichungen für den betrachteten eindimensionalen Fall in einem geneigten Rohr mit konstantem Querschnitt A (Abb. 15.8) wie folgt:

MGes

whom +

dwhom

M Ges p + dp

w hom p τW dz

Θ

Gas Flüssigkeit

Abb. 15.8. Kontrollvolumen einer Zweiphasenströmung in einem geneigten Rohr (homogenes Modell)


459

Kontinuitätsgleichung M ges = ρ hom w hom A = const.

(15.26)

Die Impulsgleichung (Navier-Stokes Gleichung) vereinfacht sich im Fall des homogenen Geschwindigkeitsmodells zu: M ges dwhom = − A dp − U τ w dz − ρ hom g sin Θ A dz

(15.27)

Die Impulsgleichung gibt an, dass die Trägheitskraft (Masse ⋅ Beschleunigung) gleich der Summe von Druckkraft, Reibungskraft an der Wand und Schwerkraft ist. Aus der Impulsgleichung ergibt sich durch einfache Umformungen für den Druckgradienten −

dwhom dp U = τ w + ρ hom g sin Θ + m ges dz A dz

(15.28)

Δp Δp Δp Δp ) ges = ( ) 2 ph + ( ) h + ( ) b L L L L

(15.29)

(

Der Gesamtdruckverlust ergibt sich somit als Summe aus dem Reibungsdruckverlust der Zweiphasenströmung (Δp/L)2ph, der Druckänderung durch Höhenunterschiede (Δp/L)h und dem Beschleunigungsdruckverlust (Δp/L)b. Auf die Berechnung des Reibungs- und Beschleunigungsdruckverlustes wird im Folgenden näher eingegangen. Reibungsdruckverlust Mit den Mittelwerten des homogenen Modells berechnet sich der zweiphasige Reibungsdruckverlust zu: (

2 m ges ρ Δp 1 2 = ζ 2 ph ) 2 ph = ζ 2 ph hom whom L 2 d 2 ρ hom d

(15.30)

Im Gegensatz zur Einphasenströmung wird in einer Zweiphasenströmung der Reibungsdruckabfall nicht nur durch die Impulsübertragung an der Wand, sondern auch durch die Impulsübertragung zwischen den Phasen verursacht. Es ergeben sich deshalb zu kleine Werte für den Reibungsdruckverlust, wenn lediglich die bekannten Beziehungen der Einphasenströmung verwendet werden. Zur Berechnung des Reibungsbeiwerts ζ2ph kann folgende Beziehung [Dukler et al. 1964b] herangezogen werden:

ζ 2 ph = 0,0056 + 0,5 Re −0,32

(15.31)

die meist zufriedenstellende Ergebnisse liefert. Die Reynoldszahl wird berechnet gemäß:

460


Re =

m ges d

(15.32)

η hom

Beschleunigungsdruckverlust Infolge des Reibungsdruckverlustes nimmt der Druck längs des Strömungsweges ab. Mit fallendem Druck wird das spezifische Volumen der kompressiblen Gasphase größer und die Strömungsgeschwindigkeit steigt an, was einen Beschleunigungsdruckverlust zur Folge hat. Da die Reibungsdruckverluste einer Zweiphasenströmung meist wesentlich höher liegen als bei einer Einphasenströmung, und da das zu beschleunigende Zweiphasengemisch wegen des Flüssigkeitsanteils eine viel größere Dichte hat als eine kompressible Gasströmung, betragen die Beschleunigungsdruckverluste einer Zweiphasenströmung im Allgemeinen ein Mehrfaches dessen einer vergleichbaren Gasströmung. Deshalb kann bei einer adiabaten Zweiphasenströmung der Beschleunigungsdruckverlust nicht von vornherein vernachlässigt werden, sondern muss abgeschätzt werden. Besonders bei niedrigen Systemdrücken ist sein Anteil am Gesamtdruck erheblich, da der Druckabfall dann in besonders starkem Maße zu einer Vergrößerung des Gasvolumenstroms führt, was wiederum eine zwangsweise Beschleunigung der Zweiphasenströmung nach sich zieht. Für eine überschlägige Berechnung muss der Beschleunigungsdruckverlust allerdings nicht immer berücksichtigt werden, da er für ein adiabates System meist innerhalb der Genauigkeitsgrenzen der Berechnungsverfahren für den Reibungsdruckverlust liegt. Dagegen ist die Berechnung des Beschleunigungsdruckverlustes für eine Zweiphasenströmung mit Stoffübergang (z.B. Verdampfung/Kondensation) stets notwendig. Für den Beschleunigungsdruckabfall gilt nach Gl. (15.28): (

dwhom 1 dp d 2 ) b = m ges = m ges ( ) dz dz dz ρ hom

(15.33)

Mit Gl. (15.21) für die homogene Dichte einer Zweiphasenströmung erhält man für den Beschleunigungsdruckverlust zwischen den Stellen 1 und 2 nach Integration von Gl. (15.33): 2 ( p1 − p 2 ) b = m ges (

x g 2

ρ g ,2

−

x g1

ρ g ,1

+

1 − x g 2

ρ f ,2

−

1 − x g1

ρ f ,1

)

(15.34)

Da die Dichte ρ2 in Gl. (15.34) von dem sich einstellenden Druck abhängig ist, muss der Beschleunigungsdruckverlust iterativ berechnet werden. Für eine Zweikomponentenströmung ohne Stoffübergang ist x g 1 = x g 2 .


461

15.4.2 Heterogenes Modell (Schlupfmodell) Für viele technische Aufgaben, z.B. für die Berechnung der Druckänderung infolge von Höhenunterschieden oder die Berechnung der Verweilzeit der einzelnen Phasen in einem Rohr, in dem ein Wärme- oder Stoffübergang stattfindet, ist die Kenntnis des Schlupfes zwischen der Gas- und der Flüssigphase notwendig. Das gegenüber dem homogenen Modell deutlich realistischere Schlupf- oder heterogene Modell (eindimensionales Zweigeschwindigkeitsmodell) geht davon aus, dass die beiden Phasen getrennt voneinander im Kanal strömen und unterschiedliche Geschwindigkeiten aufweisen. Für jede Phase wird mit mittleren Werten der Geschwindigkeit und konstanten Stoffwerten gerechnet. Mit den Annahmen einer stationären, eindimensionalen Strömung, einer konstanten Schubspannung über den Kanalumfang und einem konstanten Kanalquerschnitt lauten die Bilanzgleichungen für das in Abb. 15.9 dargestellte Kontrollvolumen: Kontinuitätsgleichung M ges = ρ g wg ε g A + ρ f w f (1 − ε g ) A = const.

(15.35)

Impulsgleichung

M ""d ("x "w" +"(1"− "x ")w"!) = − A !dp − U τ dz − (ε ρ + (1 − ε ) ρ ) g sin Θ A dz " "! """""" """"""! ges

g

g

g

f

w

g

(15.36)

Druckdifferenz

Impulsänderung g

g

Reibung

f

hydrostatischeHöhe

Mg , w g

+ d wg

, Ag

p + dp

M g , wg

, Ag p

M f , wf

M f , wf

+ d wf ,

Af

, Af τW dz

Θ

Gas Flüssigkeit

Abb. 15.9. Kontrollvolumen einer Zweiphasenströmung in einem geneigten Rohr (Schlupfoder heterogenes Modell)

462


Analog zu Gl. (15.28) ergibt sich für den Druckgradienten bzw. den Druckverlust

{ ! """"" """""! """"" """ ""!

−

(

dp U d = τ w + (ε g ρ g + (1 − ε g ) ρ f ) g sin Θ + m ges ( x g w g + (1 − x g ) w f ) dz A dz

Δp Δp ) ges = ( ) 2 ph + L L

(

Δp )h L

+

(

Δp )b L

(15.37)

(15.38)

Reibungsdruckverlust nach Lockhart und Martinelli Lockhart und Martinelli [Lockhart u. Martinelli 1949] haben ein Verfahren zur Berechnung des durch Wandreibung hervorgerufenen Druckverlusts in Gas/Flüssigkeits-Strömungen entwickelt. Dieser Berechnung liegt die vom tatsächlichen physikalischen Geschehen sehr stark abstrahierte Vorstellung zugrunde, dass beide Phasen völlig voneinander getrennt, d.h. ohne gegenseitige Beeinflussung durch die Rohrleitung strömen und dabei die Reibungsgesetze erfüllen, die von der einphasigen Rohrströmung her bekannt sind (s. Abschn. 4.1.3). Die so entstandenen Korrelationsbeziehungen weisen zwei wesentliche Vorzüge auf: sie sind vergleichsweise genau und einfach anwendbar. Ausgehend vom heterogenen Modell leiten [Lockhart u. Martinelli 1949] folgende Gleichungen für den Reibungsdruckverlust ab: (

Δp Δp ) 2 ph = ( )1 g ψ Kg L L

(15.39)

(

Δp Δp ) 2 ph = ( )1 f ψ Kf L L

(15.40)

Der Reibungsdruckverlust der zweiphasigen Strömung (Δp/L)2ph wird in Abhängigkeit von den Reibungsdruckverlusten einer Phase (Δp/L)lg oder (Δp/L)lf dargestellt, die auftreten, wenn Gas oder Flüssigkeit allein im Rohr strömen, also mit den jeweiligen Leerrohrgeschwindigkeiten. Eine Korrekturfunktion ψKg berücksichtigt den Einfluss der flüssigen Phase, wenn auf den Reibungsdruckverlust der Gasphase Bezug genommen wird. Wird der Reibungsdruckverlust der flüssigen Phase zugrunde gelegt, so berücksichtigt eine Korrekturfunktion ψKf den Einfluss der Gasphase. Die Korrekturfunktionen werden auch als Zweiphasenmultiplikatoren bezeichnet. Die Reibungsdruckverluste, die auftreten, wenn Gas oder Flüssigkeit allein im Rohr strömen, werden nach den bekannten Gesetzen für die laminare bzw. turbulente einphasige Strömung berechnet. Nach der Vorstellung von Lockhart und Martinelli lassen sich die Korrekturfunktionen abhängig vom Verhältnis der beiden Einphasendruckverluste darstellen. Sie ermitteln aus Messungen mit Wasser/Luft- und Öl/Luft-Gemischen so-


463

wohl die Korrekturfunktion ψKf als auch ψKg für Strömungen in horizontalen Rohren. In Abb. 15.10 sind die Korrekturfunktionen als Kurven dargestellt. Für die vier Kombinationsmöglichkeiten zwischen laminarem und turbulentem Strömungszustand von Gas und Flüssigkeit ermittelten Lockhart und Martinelli vier Kurven für die Korrekturfunktionen. Der Index l bezeichnet die laminare Strömung, der Index t die turbulente Strömung. Mit dem ersten Index wird stets die Gasströmung gekennzeichnet. Die Korrekturfunktionen nach Lockhart und Martinelli können mit den in Tabelle 15.1 angegebenen Approximationsgleichungen berechnet werden. Auf eine Unterscheidung zwischen den Strömungszuständen t - 1 und 1 - t wurde bei der Aufstellung der Approximationsgleichung verzichtet, da die von Lockhart und Martinelli angegebenen Kurven Ausgleichskurven durch Messwerte mit großer Streuung sind. In Abb. 15.10 ist der Verlauf der Korrekturfunktionen nach Tabelle 15.1 in Abhängigkeit vom Martinelli-Parameter dargestellt. Insgesamt ist festzustellen, dass die Messergebnisse im turbulenten Bereich eine andere Abhängigkeit des Druckverlusts der Zweiphasenströmung vom Rohrdurchmesser und der Massenstromdichte zeigen als die Einphasenströmung. Da die Gleichungen nach Lockhart-Martinelli die funktionale Abhängigkeit von m und d aus der Einphasenströmung übernehmen, treten in gewissen Parameterbereichen erhebliche systematische Abweichungen zwischen berechneten und gemessenen Werten auf. Unabhängig vom Anwendungsfall liefert das Verfahren Werte des Druckabfalls innerhalb eines Unsicherheitsbereichs von etwa ± 50 %. Größere Abweichungen sind bei Rohrdruchmessern d > 100 mm zu erwarten. Ferner ist zu berücksichtigen, dass die Zweiphasenmultiplikatoren aus Messungen bei niedrigen Drücken ermittelt wurden. Dies führt zu einer Reihe von weiteren Berechnungsansätzen, die eine Modifikation des Lockhart-Martinelli Ansatzes beinhalten. Tabelle 15.1. Berechnung der Korrekturfunktionen ψKf und ψKg nach Lockhart und Martinelli [Lockhart u. Martinelli 1949]

ψ Kg = (1 + X i ) 2 j Strömungszustand laminar-laminar Reg ≤ 2000; Ref ≤ 2000 laminar-turbulent Reg ≤ 2000; Ref > 2000 Reg > 2000, Ref ≤ 2000 turbulent-turbulent Reg > 2000; Ref > 2000

ψ Kf =

(1 + X i ) 2 j

X=

X2

i

j

0,66

1,51

0,55

1,815

0,504

1,98

é Δp ) ê( L 1f ê ê ( Δp ) êë L 1g

ù ú ú ú úû

1/ 2

464


102 1/2

1/2

ψ Kg

1/2

Korrekturfunktionen ψKf , ψKg

1/2

ψ Kf

101 l - t, t - l

100 10-2

10-1

tl- t l

t t- l l-

100

l - t, t - l

101

102

Martinelli Parameter X = [ (Δp/L)1f / (Δp/L)1g) ]1/2

Abb. 15.10. Korrekturfunktion ψKf und ψKg nach Lockhart und Martinelli

Für genauere Auslegungsrechnungen sind u.a. von [Chisholm 1973] und [Friedel 1979] empirische Druckverlust-Korrelationen entwickelt worden, die auf einer großen Datenbasis (25.000 Messwerte) beruhen und weitere spezifische Abhängigkeiten von der Massenstromdichte (Reynoldszahl), der Oberflächenspannung (Weberzahl) und von der Schwerkraft (Froudezahl) einbeziehen. Sie stellen komplexe funktionale Zusammenhänge zwischen dimensionslosen, das physikalische Geschehen erfassenden Kennzahlen dar. Für die Anwendungsbereiche der verschiedenen Druckverlustbeziehungen werden aufgrund umfangreicher Vergleichsrechnungen Empfehlungen ausgesprochen (s. auch [Mayinger 1982; Schlünder 1986]). Ermittlung des Gasgehaltes Sowohl der Beschleunigungsdruckverlust als auch die hydrostatische Druckänderung einer zweiphasigen Strömung können gemäß Gl. (15.37) nur dann korrekt ermittelt werden, wenn der Gasgehalt εg bekannt ist. Analytische Vorausberechnungen dieser Größe sind aufgrund der komplexen Zusammenhänge bislang noch nicht gelungen. Physikalisch anschaulicher ist der Schlupf S. Schlupf und Gasgehalt können mit Gl. (15.15) ineinander überführt werden, so dass es ausreicht, eine der beiden Größen berechnen zu können. In der Literatur existiert eine Reihe von Berechnungsansätzen, auf die hier nicht näher eingegangen werden soll (s. [Friedel 1978; Mayinger 1982]).

15.5 Aufgaben

465

15.5 Aufgaben 1. Unter der Annahme einer homogenen Gas/Flüssigkeits-Strömung ist für den Druckverlust einer horizontalen Rohrströmung (Rohrlänge L) ein Zusammenhang zwischen der resultierenden Korrekturfunktion ψKf und dem Martinelli-Parameter X herzuleiten. 2. Ein Wassermassenstrom von 100 t/h wird in einer Leitung DN 200 bei 4 bar und 140 °C (cp' = 4,29 kJ/kgK, Δhv = 2140 kJ/kg) einphasig in ein Ventil geführt und auf 3,4 bar entspannt. Hierbei findet eine Entspannungsverdampfung statt, bis die Siedetemperatur von 137,9 °C erreicht ist (ρ' = 926 kg/m³, ρ'' = 1,86 kg/m³, η' = 0,196 ⋅ 10-3 kg/ms, η'' = 0,0137 ⋅ 10-3 kg/ms). a) Bestimmen Sie die Rohrlänge, die mit einem Druckabfall von 0,2 bar zurückgelegt werden kann. Verwenden Sie hierzu das homogene Modell. b) Welche Strömungsform stellt sich hierbei ein? c) Welcher Druckverlust ergibt sich, wenn mit der unter a) bestimmten Rohrlänge das heterogene Modell verwendet wird? 3. Ein Gemisch aus Wasser und Wasserdampf mit einem Strömungsmassengehalt von 0,1 wird bei einer Temperatur von 130 °C und einem Druck von 2,7 bar horizontal durch eine Rohrleitung mit einem Durchmesser von 2,5 cm transportiert. Dichte und Viskosität betragen bei diesen Bedingungen 935 kg/m³ und 0,211 mPas für das flüssige Wasser sowie 1,5 kg/m³ und 13,2 ⋅ 10-6 Pas für den Dampf. Der Massenstrom beträgt 88 kg/h. a) Berechnen Sie den Reibungsdruckverlust mit dem heterogenen Modell. b) Messungen ergaben einen Reibungsdruckverlust von 1 mbar/m. Diskutieren Sie die Ergebnisse. 4. Ein Kühlkreislauf wird mit einem Gesamtmassenstrom von 12,5 kg/s CCl2F2 betrieben. Nach der Durchströmung eines Drosselorgans und der daraus resultierenden Entspannungsverdampfung tritt das Kältemittel als Gas/Flüssigkeits-Gemisch in eine 10 m lange isolierte horizontale Leitung DN 150 bei p = 1,5 bar und T = 253 K ein (ρf = 1460 kg/m³, ρg = 9,1 kg/m³, ηf = 0,3 ⋅ 10-3 Pas, ηg = 9,3 ⋅ 10-6 Pas, cpf = 0,94 kJ/kgK, Δhv = 162 kJ/kg). Der Strömungsmassengasgehalt beträgt 0,02. a) Berechnen Sie den Schlupf S, den Gasgehalt εg und die mittleren Phasengeschwindigkeiten w g und w f . b) Bestimmen Sie die Strömungsform. c) Welcher Beschleunigungsdruckverlust ergibt sich aus der Entspannungsverdampfung entlang der Rohrleitung? d) Bestimmen Sie den Gesamtdruckverlust der Zweiphasenströmung.

466


15.6 Literatur Allgemein Brauer H (1971) Grundlagen der Einphasen- und Mehrphasenströmungen. Verlag Sauerländer, Aarau Mayinger F (1982) Strömungen und Wärmeübertragung in Gas-Flüssigkeits-Gemischen. Springer, Wien Muschelknautz S (2002) Druckverlust in Rohren und Rohrkrümmern bei Gas-FlüssigkeitsStrömungen. In: VDI (Hrsg): VDI-Wärmeatlas, 9. Aufl, VDI-Verlag, Düsseldorf, Lbb 1–7

Speziell Ahmad SY (1970) Axial distribution of bulk temperature and void fraction in a heated channel with inlet subcooling. Trans ASME J Heat Transfer Cicchitti A et al. (1960) Two-phase cooling experiments-pressure drop, heat transfer and burnout measurements. Energia Nucleare 7:407–425 Chisholm D (1973) Pressure gradients due to friction during the flow of evaporating twophase mixtures in smooth tubes and channels. Int J Heat and Mass Transfer 16:347– 355 Dukler AE, Wicks M, Cleveland RG (1964a) Pressure drop and hold-up in two-phase flow. Part A: A comparison of existing correlations, Part B: An approach through similarity analysis. Am Inst Chem Eng J 10:38–43 Dukler AE, Wicks M, Cleveland RG (1964b) Fractional pressure drop in two-phase flow. AIChE J 10:44–51 Friedel L (1978) Druckabfall bei der Strömung von Gas/Dampf-Flüssigkeits-Gemischen in Rohren. Chem Ing Tech 50:167–180 Friedel L (1979) Improved friction pressure drop correlations for horizontal and vertical two-phase pipe flow. Paper E 2, European Two-Phase Flow Group Meeting, Ispra, Italy Hewitt GF, Roberts DN (1969) Studies of two phase flow patterns by simultaneous X-ray and flash photographic. AERE-M 2159 Lockhart RW, Martinelli RC (1949) Proposed correlation data for isothermal two-phase, two-component flow in pipes. Chem Eng Progr 45:38–48 Mc Adams WH, Wood WK, Heroman LC (1942) Vaporization inside horizontal tubes - II Benzene-oil mixtures. Trans Am Soc Mech Eng 64:193–200 Schlünder EU (Hrsg.) (1986) Heat Exchanger Design Handbook. Hemisphere Publishing, Washington, Vol 2, Kap 2.3 Taitel Y, Dukler AE (1976) A Model for Predicting Flow Regime Transitions in Horizontal and Near Horizontal Gas-Liquid Flow. AIChE J 22:47–55

16 Bodenkolonnen

Die Stofftrennprozesse Rektifikation sowie Ab- und Desorption werden in Boden-, Packungs- oder Füllkörperkolonnen durchgeführt. In diesen Apparaten findet zwischen der gas- oder dampfförmigen und der flüssigen Phase ein Stoff- und Wärmeaustausch statt, der bei der Absorption häufig noch von einer chemischen Reaktion begleitet wird. Sowohl der Stoff- als auch der Wärmetransport sind unmittelbar proportional zur Phasengrenzfläche. Zielsetzung aller Kolonnentypen ist die Bildung einer möglichst großen Phasengrenzfläche. In einer Bodenkolonne erfolgt der Stoffaustausch zwischen Gas- und Flüssigkeitsphase auf einzelnen übereinander installierten Trennstufen, den sogenannten Böden. Die Dimensionierung von Bodenkolonnen hängt einerseits von der Thermodynamik des Stoffsystems und der angestrebten Trennschärfe ab. Hieraus folgt im Wesentlichen die Anzahl der notwendigen Trennstufen. Der Apparatequerschnitt ergibt sich dagegen aus der Fluiddynamik des Systems und dem daraus resultierenden Belastungskennfeld. Weitere bedeutsame Aspekte sind der Druckverlust innerhalb der Kolonne sowie der Gas/Flüssigkeits-Stoffaustausch auf den Böden. In diesem Kapitel werden thermodynamische Aspekte nur kurz gestreift. Diese werden in der Spezialliteratur zur thermischen Verfahrenstechnik detailliert dargestellt (s. z.B. [Mersmann 1980; Stichlmair 1988; Sattler 1995; Grassmann 1997]). Vertieft werden dagegen Fluiddynamik und Stofftransport betrachtet.

16.1 Thermodynamische Grundlagen Rektifikation oder Gegenstromdestillation ist die mehrfache Wiederholung der einfachen Verdampfung eines Gemisches mit dem Ziel, eine schärfere Trennung der einzelnen Bestandteile zu erreichen. Dabei wird der thermodynamische Effekt ausgenutzt, dass sich die Zusammensetzungen zweier im Gleichgewicht stehender Phasen, hier Dampf- und Flüssigkeitsphase, bei Mehrstoffsystemen i.A. unterscheiden. Zur Erklärung ist in Abb. 16.1 ein Diagramm für das Phasengleichgewicht eines binären Gemisches aus den Komponenten 1 und 2 dargestellt. Der Molenbruch x der leichtersiedenden Komponente 1 ist auf der Abszisse aufgetragen, die in beiden Phasen gleiche Systemtemperatur ist die Ordinate. Der Druck ist aufgrund der Gibbsschen Phasenregel (Z = K + 2 – P; Zahl der Freiheitsgrade eines Systems = Zahl der Komponenten - Zahl der Phasen + 2), die besagt, dass ein solches System nur zwei Freiheitsgrade besitzt, konstant.


468

16 Bodenkolonnen

Dampf

Temperatur T

T8 T67

8

Taulinie 6

p = const. 7

4

T45

5

2

T23

3

Siede linie

T1

1

Einphasige Flüssigkeit 0 x6

x4

x1,2 / y7,8

Molanteil Leichtsieder

y5

y3 1

x, y

Abb. 16.1. Siedediagramm (Siedelinse) für das Phasengleichgewicht eines binären Gemisches

Im Zustand 1 bei der Temperatur T1 liegt nur Flüssigkeit vor. Bei Erhöhung der Temperatur auf T23 beginn das Gemisch zu sieden, wobei der erste entstehende Dampf nunmehr die von x2 verschiedene Zusammensetzung y3 besitzt. Erhöht man die Temperatur weiter auf T45, wird ein großer Teil des Gemisches verdampft. Da der entstehende Dampf einen höheren Anteil der leichtersiedenden Komponente 1 enthält als das ursprüngliche Gemisch, verarmt die Flüssigkeit an dieser Komponente 1 und ihr Anteil fällt auf x4. Der mit der Flüssigkeit im Gleichgewicht stehende Dampf besitzt bei dieser Temperatur die Zusammensetzung y5. Wird die Temperatur weiter auf T67 erhöht, verdampft die Flüssigkeit vollständig. Der letzte verdampfende Flüssigkeitsrest besitzt die Zusammensetzung x6. Die nun einzig vorliegende Dampfphase besitzt zwangsläufig die Zusammensetzung y7 = x1, die das Gemisch ursprünglich als Flüssigphase besaß. Bei weiterer Erhöhung der Temperatur ändert sich auch die Zusammensetzung der Gasphase nicht mehr. 16.1.1 Stoffbilanz um eine Rektifizierkolonne In Abb. 16.2 ist eine Rektifikationskolonne mit zwei Böden schematisch so dargestellt, wie sie technisch ausgeführt wird. Sie besteht aus einem Verdampfer, einem

16.1 Thermodynamische Grundlagen

469

Kondensator

R, xR G 2 , y2 L2, x2

D, xD

Boden 2

Bilanzraum II

Boden 1

Bilanzraum I

G 1 , y1 F, xF

L1, x1 Verdampfer

B, xB

Abb. 16.2. Gegenstromrektifizierkolonne mit zwei Böden

Kondensator und zwei eingebauten Böden. Die Flüssigkeit fließt aufgrund des Erdschwerefelds grundsätzlich von oben nach unten, während der Dampf in Gegenrichtung strömt. Auf den Böden wird auf der einen Seite Flüssigkeit zugeführt, die den Boden überströmt und auf der anderen Seite über ein Wehr abfließt. Der Boden hat zahlreiche Dampfdurchtrittsöffnungen (z.B. Löcher = Siebboden, Glocken = Glockenboden, Ventile = Ventilboden). Insgesamt ergibt sich in der Kolonne ein Kreuzgegenstrom von Flüssigkeit und Dampf. Die Mengenbilanz für die gesamte Kolonne, also den Bilanzraum I gemäß Abb. 16.2 liefert für diese konti +D , und als Bilanz für das Leichtersienuierliche Rektifiziereinrichtung F = B x + D x . Für den Bilanzraum II (Kolonnenkopf) in dende ergibt sich F x F = B B D der Abbildung gilt folgende Stoffbilanz für die leichtersiedende Komponente: G 1 y1 = L 2 x 2 + D x D .

(16.1)

sind unter folgenden Voraussetzungen berechenbar: Werte von L 2 und G 1 ; da molare Verdampfungswärmen beider a) Konstante Molströme L und G Komponenten als gleich angenommen werden. b) Keine Mischungswärme. c) Kolonne vollständig isoliert. d) Keine chemische Reaktion.

Da die Flüssigkeits- und Dampfmengen oberhalb des Zulaufes (Feed) im sogenannten Verstärkungsteil der Kolonne über der Höhe konstant sind (a), können die Indizes 1 und 2 in Gl. (16.1) weggelassen werden. Man erhält dann die Gleichung der sogenannten Bilanzlinie für den Verstärkungsteil:

470

16 Bodenkolonnen

y=

L D x + xD G G

(16.2 a)

Die Bezeichnung Bilanzlinie besagt, dass die einzelnen Punkte dieser Linie aufgrund von Mengen- und Stoffbilanzen ermittelt werden. Die Eintragung der Bilanzlinie sowie die Bilanzen für die einzelnen Böden (s. Abschn. 16.7) in das Gleichgewichtsdiagramm führt zum Arbeits- oder McCabe-Thiele-Diagramm (s. Abb. 16.3). Die Konzentrationsänderung gemäß einer Treppenstufe wird Trennstufe genannt bzw. theoretischer Boden. Hierbei wird angenommen, dass die den Boden verlassenden Gas- und Flüssigkeitsströme im thermodynamischen Gleichgewicht stehen. Die Abb. 16.3 enthält die Grenzfälle für totalen Rückfluss = 0 (links) bzw. minimalen Rückfluss (rechts). Während bei totalem Rückfluss D die kleinste Zahl notwendiger Trennstufen benötigt wird, führt der minimale Rückfluss zu einer unendlichen Zahl erforderlicher Trennstufen. Mit dem Rücklaufverhältnis ν als dem Verhältnis von abströmendem Rücklauf L = R und am Kopf der Kolonne entnommenem Erzeugnis D

ν=

R L = D D

(16.3 a)

folgt aus Gl. (16.2 a) für den Verstärkungsteil der Rektifizierkolonne y=

x ν ⋅x+ D . ν +1 ν +1

(16.4 a)

totaler Rücklauf

minimaler Rücklauf Kopf

1 y2

t sch wi e hg rve eic ku Gl

Molanteil y

hg ku ewi rv e c h ts -

Boden 2

lin

ie

Boden 1

Bi

la

nz

Gl eic

Molanteil y

y1

Kopf

1

yB

z an Bil

yD ν+1

ie lin

Sumpf

Sumpf

0

0 xB

x1 Molanteil x

x2

xR 1 = xD

0

0

xF Molanteil x

xR 1 = xD

Abb. 16.3. McCabe-Thiele-Diagramm für totalen (links) und minimalen (rechts) Rücklauf


471

Gleichung (16.4 a) stellt in einem x,y-Diagramm dann die Bilanz- oder Arbeitsgerade mit der Steigung ν/(ν + 1) dar, da ν aufgrund der Voraussetzungen über die Kolonnenhöhe konstant bleibt. Unter der Voraussetzung, dass im Kondensator der gesamte Dampf kondensiert, ergibt sich mit der für den Kolonnenkopf gültigen Bedingung y2 = yD = xD der erste Punkt (xD, yD) der Bilanzlinie, in dem diese sich immer mit der Diagonalen im McCabe-Thiele-Diagramm schneidet. Der zweite Punkt zur Konstruktion der Bilanzlinie wird durch den Ordinatenabschnitt y0 (x = 0) = xD/(ν + 1) gewonnen. Bei unendlichem Rücklaufverhältnis ν erhält man die Bilanzlinie folglich als Winkelhalbierende. Im Fall der kontinuierlichen Rektifikation wird ein endliches Rücklaufverhältnis gewählt, damit auch ein Kopfprodukt gewonnen werden kann. Dieses Rücklaufverhältnis kann jedoch nicht beliebig klein gewählt werden, da ansonsten im Extremfall des minimalen Rücklaufs νmin die Zahl der erforderlichen Trennstufen gegen unendlich ginge. Für technische Anwendungen wird aus wirtschaftlichen Gründen vielfach ein Wert von etwa 1,2...1,5 νmin für das Rücklaufverhältnis gewählt [Zeck 1990]. Die Steigung der Verstärkungsgeraden ist immer < 1, wenn der Kolonne Kopfprodukt entnommen wird. Für den Abtriebsteil der Kolonne, also den Bereich unterhalb des Zulaufs, er ⋅y+B x hält man analog aus einer Mengenbilanz L ⋅ x = G B und somit y=

L B ⋅x− ⋅ xB L − B L − B

(16.2 b)

als Gleichung der Bilanzgeraden für den Abtriebsteil der Kolonne (Abtriebsgerade). Führt man ein Rücklaufverhältnis ν* für den Abtriebsteil ein

ν∗ =

L B

(16.3 b)

so folgt aus Gl. (16.2 b) die Abtriebsgerade y=

1 ν∗ ⋅x− ∗ ⋅ xB . ∗ ν −1 ν −1

(16.4 b)

Ihre Steigung ist bei Entnahme von Sumpfprodukt immer größer als 1. Der erste Punkt der Abtriebsgeraden ist als Schnittpunkt mit der Winkelhalbierenden (y = x = xB) sofort festlegbar. Ihr weiterer Verlauf und damit auch ihr Schnittpunkt mit der Verstärkungsgeraden hängen von den Zulaufbedingungen (Konzentration xF und thermischer Zustand) der Mischung F und vom gewählten Rücklaufverhältnis ν ab. Ein McCabe-Thiele-Diagramm für eine Kolonne mit Verstärkungs- und Abtriebsteil ist in Abb. 16.4 dargestellt.

472

16 Bodenkolonnen

Kühlen D, xD

F, xF

Molanteil y

R, xR

Heizen

Gleichgewichtskurve

Bilanzgeraden im Verstärkungs- und im Abtriebsteil

xB B, xB

xF

xD Molanteil x

Abb. 16.4. Rektifizierkolonne und McCabe-Thiele-Diagramm mit Verstärkungs- und Abtriebsteil (aus [Mersmann 1980])

16.1.2 Stoffbilanz um eine Absorptions- oder Desorptionskolonne Unter Absorption versteht man die Aufnahme und Auflösung von Gasen und Dämpfen in Flüssigkeiten. Durch Absorption können Gas- und Dampfgemische teilweise zerlegt werden. Beim Kontakt von Gasgemisch und Lösungsmittel in Absorbern werden möglichst selektiv eine oder mehrere Gaskomponenten, von denen nur geringe Mengen im Ausgangsgemisch vorhanden sind, durch das Lösungsmittel aufgenommen und dadurch vom Gasgemisch abgetrennt. Die zwischen Abgeber- und Aufnehmerphase ausgetauschte Komponente wird Absorptiv genannt; das aufnehmende Waschmittel bezeichnet man als Absorbens. Das bei der Absorption erhaltene, mit dem aufgenommenen Gas beladene Lösungsmittel wird meist in einem Umkehrvorgang zur Absorption, der Desorption, ggf. Strippung, regeneriert. Es wird dadurch wieder für die Absorption verwendbar. Zur Regenerierung des Lösungsmittels ist dem Absorber ein Desorber (Abb. 16.5) nachgeschaltet, in dem das Beladungsgas aus dem Lösungsmittel wieder entfernt wird. Bei De- und Absorption wird die Flüssigkeit am Kolonnenkopf zugegeben. (Dagegen richtet sich die Einspeisestelle einer kontinuierlichen Rektifizierkolonne nach der Zusammensetzung des Ausgangsgemisches und den gewünschten Reinheiten vom Kopf- und Sumpfprodukt.)


473

GrS, YaS Reingas GrA, YaA

LrA, XaA Bi la nz

lin ie

YeA Y1

LrA, XaS

sht ) ic f (X w e = hg Y* ic le G rve ku

Y2

XaA X3 X2

XeA=X1

Gleichgewichtskurve Y* = f(X)

5

Boden 4

4

YaS = Y6

3

Y5 Y4

3 2

YaA=Y4

Boden 6

2

1 Rohgas GrA, YeA

YeS

1

LrA, XeA

LrS, XeS

ie zlin an Bil

XeS=X1 X3

X5 X6

XaS

Strippgas GrS, YeS

Abb. 16.5. Absorber mit nachgeschaltetem Desorber. Arbeitsdiagramm für den Absorber (links) sowie den Desorber (rechts) (nach [Mersmann 1980])

Bei der Absorption erhält man die Bilanzlinie in einem Arbeitsdiagramm aufgrund einer Stoffbilanz des Absorptivs. Wenn nur eine kleine Absorptivmenge in einer großen Flüssigkeitsmenge absorbiert wird und überdies die Phasenumwandlungswärme klein ist, nähert man sich dem Grenzfall der isothermen Absorption. Häufig besitzt die Waschflüssigkeit einen so niedrigen Dampfdruck, dass nur sehr wenig Flüssigkeit verdunstet. In diesem Fall lassen sich die Stoffbilanzen besonders einfach formulieren. Da sowohl die reine Absorptionsflüssigkeitsmenge L r (auch Wasch- oder Lösungsmittel genannt) wie auch die reine Trägergasmenge G r längs der Kolonne konstant bleiben, ist es vorteilhaft, Beladungen zu verwenden:

Y=

kg oder kmol Absorptiv kg oder kmol reines Trä gergas

X=

kg oder kmol Absorptiv kg oder kmol reine Waschflüssigkeit

Abbildung 16.5 zeigt das Schema eines 4-stufigen, kontinuierlich betriebenen Gegenstromabsorbers. Das Rohgas wird von der Beladung YeA auf die Beladung YaA abgereichert, während die Waschflüssigkeit von der Beladung XaA auf den Wert XeA angereichert wird. Die Stoffbilanz für das Absorptiv um die ganze Kolonne lautet: G rA (YeA − YaA ) = L rA ( X eA − X aA )

(16.5)

Formuliert man die Stoffbilanz um das eine oder andere Kolonnenende, ergeben sich folgende Bilanzgleichungen:

474

16 Bodenkolonnen

Y = YeA +

L rA G rA

( X − X eA )

(16.6)

( X − X aA )

(16.7)

oder Y = YaA +

L rA G rA

Analog kann man auch den Desorber bilanzieren. Werden diese Bilanzgleichungen mit der Gleichgewichtskurve Y* = f(X) graphisch dargestellt, erhält man gemäß Abb. 16.5 die Arbeitsdiagramme für die Absorption (links) und Desorption (rechts). (Index A bedeutet Absorber, Index S dagegen Stripper = Desorber.) Die Trennschwierigkeit wird wiederum durch die Zahl der Trennstufen angegeben. In Abb. 16.5 gilt die Gleichgewichtskurve für eine bestimmte Temperatur, die in der Kolonne konstant bleiben möge. Das Ver hältnis L r / G r ist stets so zu wählen, dass die Bilanzgerade bei der Absorption oberhalb und bei der Desorption unterhalb der Gleichgewichtskurve liegt. Die Gleichgewichtskurve kann beispielsweise durch das Henrysche-Gesetz (s. Abschn. 9.2) yA p = H xA

(16.8)

gegeben sein. Im Allgemeinen sind sowohl die Bilanz- als auch die Gleichgewichtskurve gekrümmt.

16.2 Konstruktive Merkmale Abbildung 16.6 zeigt die wesentlichen konstruktiven Merkmale einer Bodenkolonne für eine Anwendung als Rektifizierapparat. Eine Absorptionskolonne unterscheidet sich nur geringfügig von diesem Aufbau. Der Dampf (bei der Ab-/Desorption: Gas) bewegt sich in dem Apparat aufwärts durch horizontale Böden, die zahlreiche Durchtrittsöffnungen aufweisen. Im Gegenstrom zum Dampf strömt die Flüssigkeit abwärts. Auf dem Boden kommt es zu einem Kreuzstrom beider Phasen. Die aufsteigende Gasphase bildet beim Durchtritt durch die Flüssigkeit auf dem Boden Blasen und damit eine große Phasengrenzfläche. Die Flüssigkeit wird über ein Wehr aufgestaut, um eine ausreichende Höhe für die Dampfdurchströmung aufzubauen. Dies ist notwendig, um für den Stofftransport zwischen Gas und Flüssigkeit die ausreichende Fläche aufbauen zu können. Ursächlich für den Stofftransport ist die Tatsache, dass die beiden Phasen nicht miteinander im Gleichgewicht stehen. Hierauf beruht die Trennwirkung des Bodens. Die Flüssigkeit fließt häufig in Schächten von einem Boden zum anderen.

16.2 Konstruktive Merkmale

475

Abb. 16.6. Aufbau einer Bodenkolonne; AS Ablaufschacht, BU Bodenunterstützungsprofil, BO Siebboden, ML Mannloch, ÜW Überlaufwehr, ZW Zulaufwehr, SW Wand Ablaufschacht, FA Flüssigkeitsabschluss, F Mischungszulauf, R Rücklauf vom Kondensator, V Dampf/Flüssigkeits-Gemisch vom Verdampfer, D Kopfdampf zum Kondensator, U Umlauf zum Verdampfer (aus [Sattler 1995] nach [Stichlmair 1988])

Es gibt eine große Zahl verschiedener Bodenarten. Häufig werden Sieb-, Ventilund Glockenböden eingesetzt. Abbildung 16.7 zeigt einige Glockenformen und Ventilarten. Daneben gibt es eine Reihe von Sonderbauarten. Orientierungswerte für die Dimensionierung von Siebböden enthält Tabelle 16.1. Kleinere Lochteilungen und damit größere freie Querschnitte werden bei Vakuumbetrieb bevorzugt, um den Druckverlust des Dampfes klein zu halten.

476

16 Bodenkolonnen

Abb. 16.7. Verschiedene Glocken- und Ventilformen (aus [Mersmann 1980])

Beim Glockenboden strömt der Dampf oder das Gas zunächst von unten durch den Glockenhals, wird unter der Glocke umgelenkt und durchdringt dann die auf dem Boden befindliche Sprudelschicht. Typische Geometrie- und Betriebsdaten finden sich in Tabelle 16.2. Böden mit einem Glockenhals haben gegenüber dem Siebboden den Vorteil, dass auch bei kleinen Gas- und Flüssigkeitsbelastungen ein gewisser Flüssigkeitsstand auf dem Boden erhalten bleibt. Nachteilig sind der relativ hohe Druckverlust und die hohen Investitionskosten. Da der Siebboden bei sehr kleinen Gasbelastungen stark durchregnen kann, ist es naheliegend, die Öffnungen durch Ventile abzudecken. Auf diese Weise gelangt man zum Ventilboden (spez. Daten s. Tabelle 16.3). Mit zunehmender Dampfbelastung öffnen sich die Ventile immer weiter, um von einer bestimmten Belastung an eine obere Stellung mit maximaler Öffnung zu erreichen. Glockenund Ventilböden haben mit Rücksicht auf die Erweiterungsmöglichkeit der Dampfdurchtrittsöffnungen durch Flüssigkeitsverdrängung einen größeren Belastungsbereich als Siebböden. Schematische Darstellungen der Querschnittsflächen von Glocken-, Ventil- und Siebböden gibt Abb. 16.8 zusammen mit wesentlichen Parametern. In Tabelle 16.1–3 sind geometrische und fluiddynamische Richtwerte der aufgeführten Kolonnenböden detaillierter aufgeführt.

16.2 Konstruktive Merkmale

477

Vf

hW Glockenboden dGl H D

AS

Aak

AS

lW ~ 0,7 D

Ventilboden hz

dV

Lf Siebboden

dL vg

Vf

Abb. 16.8. Schematische Darstellung einer Bodenkolonne mit den wesentlichen Parametern (aus [Stichlmair 1978])

Tabelle 16.1. Richtwerte für Siebböden [Sattler 1995] Bodentyp, Abmessungen (mm) und Betriebsgrößen Siebboden Bodendurchmesser D Bohrungsdurchmesser dL Bohrungsabstand (Teilung) t Bohrungsfläche/aktive Bodenfläche (Öffnungsverhältnis) Ablaufwehrhöhe hw Bodenabstand Δz minimale Gas-(Dampf-)Geschw. in den Bohrungen weff,m (m/s) Gas-(Dampf-)Geschwindigkeit in den Bohrungen weff (m/s) Druckverlust Δp trocken (kN/m²) gesamt (kN/m²)

Vakuumrektifikation

Normaldruckrektifikation

Überdruckrektifikation, Absorption

500 bis 4000 2,5 bis 15 (2,5 bis 3) ⋅ dL 0,12 bis 0,20

500 bis 4000 2,5 bis 15 (3 bis 4) ⋅ dL 0,08 bis 0,15

500 bis 4000 2,5 bis 15 (3,5 bis 4,5) ⋅ dL 0,06 bis 0,10

10 bis 20 500 bis 800 10 ⋅ ρg-0,5

20 bis 50 400 bis 600 10 ⋅ ρg-0,5

40 bis 80 300 bis 400 9 ⋅ ρg-0,5

1,8 ⋅ weff,m

1,8 ⋅ weff,m

1,8 ⋅ weff,m

0,08 bis 0,20 0,20 bis 0,30

0,08 bis 0,30 0,35 bis 0,60

0,08 bis 0,35 0,55 bis 0,90

478

16 Bodenkolonnen

Tabelle 16.2. Richtwerte für Glockenböden [Sattler 1995] Bodentyp, Abmessungen (mm) und Betriebsgrößen Glockenboden Bodendurchmesser D Bohrungsdurchmesser dGl Glockenabstand (Teilung) t Wehrlänge lw Ablaufwehrhöhe hw Wehrauslaufhöhe hz Bodenabstand Δz Gas-(Dampf-) Geschwindigkeit vg (m/s) Gas-(Dampf-) Geschwindigkeit im Kamin weff (m/s) Druckverlust Δp trocken (kN/m²) gesamt (kN/m²)

Vakuumrektifikation



500 bis 8000 80 bis 160 1,25 ⋅ dGl (0,5 bis 0,6) ⋅ D 20 bis 30 0,7 ⋅ hw 500 bis 800

500 bis 8000 80 bis 160 1,25 bis 1,4 ⋅ dGl (0,6 bis 0,75) ⋅ D 30 bis 70 0,8 ⋅ hw 400 bis 600

500 bis 8000 80 bis 160 1,5 ⋅ dGl 0,85 ⋅ D 40 bis 100 0,9⋅ hw 300 bis 400

(0,7 bis 1,2) ⋅ ρg-0,5

(0,7 bis 1,5) ⋅ ρg-0,5

(0,6 bis 1,4) ⋅ ρg-0,5

(5,5 bis 8,4) ⋅ vg

(8,4 bis 12,5) ⋅ vg

(10 bis 16) ⋅ vg

0,05 bis 0,15 0,20 bis 0,30

0,10 bis 0,30 0,35 bis 0,75

0,15 bis 0,40 0,55 bis 1,0

Tabelle 16.3. Richtwerte für Ventilböden [Sattler 1995] Bodentyp, Abmessungen (mm) und Betriebsgrößen Ventilboden Bodendurchmesser D Ventildurchmesser dv Ventilhub Ablaufwehrhöhe hw Ventilabstand (Teilung) t Ventilfläche/Bodenfläche (Maß für aktive Bodenfläche) Bodenabstand Δz maximale Gas-(Dampf-) Geschwindigkeit in den Bohrungen (m/s) Druckverlust Δp trocken (kN/m²) gesamt (kN/m²)

Vakuumrektifikation



500 bis 10000 50 bis 150 8 bis 20 20 bis 40 1,5 ⋅ dv 0,22 bis 0,32

500 bis 10000 50 bis 150 8 bis 20 30 bis 50 (1,7 bis 2,2) ⋅ dv 0,16 bis 0,24

500 bis 10000 50 bis 150 8 bis 20 40 bis 70 (2 bis 3) ⋅ dv 0,12 bis 0,16

500 bis 800

400 bis 600

300 bis 500

(8 bis 14) ⋅ ρg-0,5

(10 bis 18) ⋅ ρg-0,5

(8 bis 14) ⋅ ρg-0,5

0,20 bis 0,30 0,30 bis 0,40

0,30 bis 0,40 0,40 bis 0,65

0,35 bis 0,50 0,50 bis 0,90

16.3 Belastungsbereich und Belastungskennfeld von Kolonnenböden

479

16.3 Belastungsbereich und Belastungskennfeld von Kolonnenböden Von großer Bedeutung für Planung und Betrieb ist die Kenntnis des Belastungsbereiches von Bodenkolonnen. Im Vordergrund steht dabei oft die wirtschaftliche Fragestellung nach den maximal möglichen Durchsätzen, da man entweder in einer vorhandenen Kolonne einen möglichst hohen Durchsatz erzielen will oder aber für einen gegebenen Durchsatz eine möglichst preisgünstige, d.h. möglichst schlanke Kolonne bauen möchte. Aber auch die Kenntnis der minimalen Belastung, bei der die Kolonne noch einwandfrei arbeitet, ist wichtig, um die Kolonne gegebenenfalls auch bei Teillast betreiben zu können. Für eine sichere Betriebsweise ist ein ausreichender Belastungsbereich erforderlich, um Betriebsschwankungen beherrschen zu können. Die Belastungsgrenzen hängen von Art und Abmessungen der Kolonneneinbauten sowie von den physikalischen Eigenschaften der strömenden Stoffe ab (detailliertere Angaben z.B. in [Molzahn u. Schmidt 1975]). Zur anschaulichen Darstellung des Arbeitsbereichs eignet sich ein Belastungskennfeld. Der Belastungsbereich ist in Abb. 16.9 beispielhaft dargestellt, durch die Auftragung des Gasvolumenstroms V g als Funktion des Flüssigkeitsvolumenstroms, wobei beide Ströme auf die 2 Fluten

Gasbelastung V g / Aak

m/s 1

0,5

Zweiphasenschicht zu hoch Mitreissen

Arbeitsbereich

minimale Wehrbelastung

0,2 10-4

Schachtstau

Durchregnen, ungleichmäßige Begasung

10-3

10-2

m/s

10-1

Flüssigkeitsbelastung Vf / Aak

Abb. 16.9. Arbeitsbereich einer Bodenkolonne. Berechnet für eine Siebbodenkolonne, die mit dem System Benzol/Toluol bei 1 bar betrieben wird. Daten: D = 1,6 m; ϕ = 0,1; dL = 8 mm; hW = 0,05 m; H = 0,5 m; hS = 0,03 m (nach [Stichlmair 1978])

480

16 Bodenkolonnen

aktive Bodenfläche Aak bezogen sind. Eine Reihe physikalischer Phänomene grenzt den Arbeitsbereich ein. Dabei ist zu unterscheiden nach absoluter und relativer Grenze. Das Verletzen einer absoluten Grenze führt zum unmittelbaren Kolonnenversagen; die Kolonne kann so nicht betrieben werden. Wird eine relative Grenze verletzt, so ist mit einer meist nur schwer vorhersagbaren Beeinträchtigung der Trennwirkung zu rechnen. Da jedoch die Spanne zwischen beginnender Verschlechterung und totalem Ausfall sehr vom Einzelfall abhängt, dürfen auch relative Grenzen nicht ohne Not verletzt werden. 16.3.1 Maximale Gasbelastung Bei Inkaufnahme eines hohen Druckverlustes lassen sich hohe Gasmengen durch eine Bodenkolonne fördern. Die obere Belastungsgrenze ist allerdings dann erreicht, wenn die Flüssigkeit aufgrund der hohen Druckverluste bei der Durchströmung der Böden bis zum Überfluten im Ablaufschacht aufgestaut wird bzw. vollständig vom Gas auf den nächsthöheren Boden mitgerissen wird. Diese Belastungsgrenze wird als Flutgrenze bezeichnet. Für die Trennwirkung bedeutet das Mitreißen von Tropfen grundsätzlich eine unerwünschte Flüssigkeitsrückvermischung, da dies zu einer Abnahme der Trennleistung führt. Daher wird die gegenüber der Flutgrenze niedrigere Mitreißgrenze eingeführt, die als diejenige Gasbelastung definiert ist, bei der ein bestimmter Anteil der dem Boden zuströmenden Flüssigkeit (i.A. 10 %) wieder zum nächst höheren Boden mitgerissen wird. Bei höheren Flüssigkeitsbelastungen lässt sich nur eine geringere als die Mitreißbelastung realisieren, da die Höhe der Zweiphasenschicht auf dem Boden maximal nur gleich dem Bodenabstand sein darf. Diese Bedingung verlangt - besonders bei kleinen Bodenabständen von weniger als 0,4 m - oft eine erhebliche Reduzierung der maximal möglichen Gasbelastung. Eine wichtige Einflussgröße stellt hierbei die Flüssigkeitsbelastung dar, da die Höhe der Zweiphasenschicht auf dem Boden maßgeblich von der Flüssigkeitsmenge abhängt. Die maximale Gasbelastung kann durch eine einfache Modellbildung - Kräftegleichgewicht an einem Flüssigkeitstropfen zwischen der Widerstandskraft und der um den Auftrieb verminderten Schwerkraft - ermittelt werden:

ρ g 2 d T3π d T2π ζT vg = (ρ f − ρ g ) ⋅ g 4 2 6

(16.9)

Hieraus folgt die maximale Gasgeschwindigkeit vg max, die auf die aktive Bodenfläche Aak bezogen wird: v g max =

4 dT g 3 ζT

(ρ f − ρ g ) / ρ g

(16.10)

Da der Tropfendurchmesser dT im ersten Wurzelausdruck unbekannt ist, fasst man diesen Term zum sogenannten Gasbelastungsfaktor KV zusammen [Souders u. Brown 1934]:


v g max = K V ⋅

(ρ f − ρ g ) / ρ g

481

(16.11)

Häufig erfasst man die Gasbelastung durch den sogenannten F-Faktor F, dessen Definition wie folgt lautet: F ≡ vg ⋅ ρ g

(16.12)

Der F-Faktor repräsentiert die Wurzel aus der Impulsstromdichte des Gases. Es erweist sich, dass diese Größe ein sehr viel aussagekräftigeres Maß für die Gasbelastung ist als etwa die Leerrohrgeschwindigkeit vg. Die Gleichung (16.11) lautet damit: Fmax = K V ⋅

( ρ f − ρg )

(16.13)

Der Wert des Gasbelastungsfaktors KV muss experimentell bestimmt werden. Daneben existiert eine Reihe von Korrelationen zur Berechnung. Das Ergebnis einer sehr häufig genutzten Gleichung [Fair 1961] zeigt Abb. 16.10. Hierin wird KV als Funktion der Wurzel des Verhältnisses der kinetischen Energie der Flüssigkeit zu derjenigen des Gases dargestellt. Als Parameter wird der Bodenabstand H verwendet. 16.3.2 Minimale Gasbelastung Vermindert man die Gasbelastung eines Kolonnenbodens (z.B. Siebboden), so tritt ein Betriebsbereich auf, in dem der Boden entweder nicht vollständig begast

Gasbelastungsfaktor KV

0,2 m/s 0,1

0,05

0,02

0,01 10-2

H in m 0,92 0,61 0,46 0,31 0,23 0,15 Gültigkeitsbereich dL < 7,65 mm hW < 0,15 H ϕ = 0,1 σ = 0,02 N/m

Umrechnungen freier Querschnitt ´ = 0,9 KV ϕ = 0,08: KV ´ = 0,8 KV ϕ = 0,06: KV Oberflächenspannung K´V = KV (σ / 0,02)0,2

nicht schäumende Gemische 10-1

Strömungsparameter

100 Vf Vg

ρf ρg

2

1/2

( )

Abb. 16.10. Korrelation des Gasbelastungsfaktors KV nach [Fair 1961] gültig für Siebböden (nach [Stichlmair 1978])

482

16 Bodenkolonnen

wird oder die Flüssigkeit durch die Löcher hindurchregnet. Beide Zustände können auch nebeneinander auftreten. Die ungleichmäßige Begasung des Bodens, die vorwiegend bei kleinen Lochdurchmessern zu beobachten ist, bildet sich dabei so aus, dass nur ein bestimmter Teil der Bodenfläche, dort aber jedes Loch, begast ist, während der Rest des Bodens überhaupt nicht begast wird. Der Boden besitzt dann inaktive Zonen, in welchen kein Stoffaustausch stattfindet. Das Durchregnen von Flüssigkeit durch die begasten - Löcher tritt vor allem bei großen Lochdurchmessern dL auf. Die Grenze für gleichmäßiges Begasen eines Siebbodens lässt sich mit Hilfe einer Weberzahl beschreiben. Die Weberzahl gibt das Verhältnis der Trägheitszur Oberflächenkraft wieder. Die Definitionsgleichung lautet mit wgL als effektiver Lochgeschwindigkeit: We ≡ d L ⋅ w g 2L ⋅ ρ g / σ = d L ⋅ FL2 / σ

(16.14)

Gleichmäßiges Begasen der gesamten Bodenfläche ist gemäß experimenteller Ergebnisse dann gewährleistet, wenn die Weber-Zahl größer als der kritische Wert 2 ist. Somit gilt: FL = ρ g w g L ≥ 2 ⋅ σ / d L

(16.15)

Die sogenannte Regengrenze kann mit Hilfe einer Froudezahl beschrieben werden. Die Definitionsgleichung lautet: Fr ' ≡

FL2 d L ⋅ (ρ f − ρ g ) ⋅ g

(16.16)

Das Durchregnen lässt sich dann weitgehend verhindern, wenn die Froudezahl folgenden kritischen Wert überschreitet [Ruff 1974]: Fr ' ≥ 0,37 (( ρ f − ρ g ) / ρ g )1 / 4

(16.17)

Damit ergibt sich für den notwendigen F-Faktor: FL ≥ 0,37 d L g ( ρ f − ρ g )1, 25 / ρ g

0, 25

(16.18)

Abbildung 16.11 zeigt eine Auswertung der Gleichungen (16.15) und (16.17) für drei Stoffsysteme. Die Forderung „Boden voll begast“ führt mit zunehmendem Lochdurchmesser zu einer abnehmenden minimalen Gasbelastung in den Löchern. Ab einem Lochdurchmesser von etwa 2 bis 3 mm wird die Forderung „kein Durchregnen“ zur schärferen Bedingung. In diesem Bereich steigt die minimale Gasbelastung mit zunehmendem Lochdurchmesser an. In Abb. 16.11 ist auch der empirische Richtwert FL = 10 (s. Tabelle 16.1) eingezeichnet, der bei der praktischen Dimensionierung sehr oft verwendet wird. Man liegt damit meist auf der sicheren Seite. Das Durchregnen von Flüssigkeit ist nicht in allen Anwendungen unerwünscht. Eine spezielle Ausführungsform einer Siebbodenkolonne stellt die sogenannte Dualflowbodenkolonne dar. Diese Kolonnen werden ohne Ablaufschächte gebaut, so dass durch die Bohrungen sowohl Gas als auch Flüssigkeit strömen müssen.


483

Gasbelastung im Loch F L

50 1/2

(mkgs2)

C 0° r 2 sse a °C t/W 80 Luf ol lu o l/T nzo °C Be 85 tan u -B n/n uta i-B

Richtwert FL = 10

10 5

2

voll begast

kein Durchregnen

1 0,5

1

2

5

10

mm

50

Lochdurchmesser dL

Abb. 16.11. Minimale Gasbelastung von Siebböden für drei Stoffsysteme (nach [Stichlmair 1978])

16.3.3 Maximale Flüssigkeitsbelastung Die maximale Flüssigkeitsbelastung wird dann erreicht, wenn sich die Flüssigkeit im Ablaufschacht bis zum nächsten Boden staut. Bei noch größerer Belastung kann die Flüssigkeit vom Boden nicht mehr ablaufen, so dass die Kolonne flutet. Fluten tritt nicht ein, solange der hydrostatische Druck Δp der Flüssigkeitssäule im Ablaufschacht den Druckverlust der Flüssigkeit beim Durchströmen des Schachtes und des engen Zulaufquerschnittes unterhalb der Schachtwand sowie den Druckverlust des Bodens überwindet. Die Verhältnisse können allerdings dadurch komplizierter sein, dass sich in der Flüssigkeit mitgerissene Gasblasen befinden. Schließlich kann sogar der Fall eintreten, dass das Gas/Flüssigkeits-Gemisch im Ablaufschacht unter dem Zulaufwehr hindurch auf den darunterliegenden Boden gelangt. Dies ist in hohem Maße unerwünscht, da es eine Gasrückführung darstellt, die eine Verminderung der Trennleistung bewirkt. Ist der gesamte Schacht mit einem Gas/FlüssigkeitsGemisch mit dem relativen Flüssigkeitsinhalt εfS gefüllt, ergibt sich die auf die Wehrlänge lw bezogene maximale Flüssigkeitsbelastung aus folgender Beziehung, der Flüssigkeitsvolumenstrom ist [Stichlmair 1978; Volpert u. wenn die Größe V f Stichlmair 1986]: V f lw

= 0,61 ε fS hs

2 g H ( ρ f − ρ g ) / ρ f ⋅ (1 −

hp + h f

ε fS ⋅ H

)

(16.19)

Diese Gleichung basiert auf dem einfachen Modell einer homogenen Zweiphasenströmung. Näherungsweise kann mit einem Wert εfS ≈ 0,4 gerechnet werden,

484

16 Bodenkolonnen

solange es sich um nichtschäumende Gemische handelt. Die Größen H, hp und hs bedeuten den Bodenabstand bzw. die Druckverlusthöhe Δp/(ρf ⋅ g) bzw. die Auslaufhöhe am Schacht. hf ist die Höhe der reinen Flüssigkeit auf dem Boden. 16.3.4 Minimale Flüssigkeitsbelastung Grundsätzlich lässt sich eine Bodenkolonne mit fast beliebig kleiner Flüssigkeitsbelastung betreiben, da durch das Ablaufwehr stets eine ausreichende Höhe der klaren Flüssigkeit auf dem Boden gewährleistet werden kann. Trotzdem sollte eine Mindestflüssigkeitsbelastung möglichst nicht unterschritten werden. Durch das Gas wird stets etwas Flüssigkeit mitgerissen (Entrainment). Für einen einwandfreien Betrieb einer Bodenkolonne muss gewährleistet sein, dass dem Boden mehr Flüssigkeit zugeführt wird, als vom Gas mitgerissen werden kann. Bei geringer Flüssigkeitsbelastung strömt die Flüssigkeit sehr ungleichmäßig über den Boden. Es bilden sich Bereiche mit hoher Verweilzeit der Flüssigkeit, wie mehrere Untersuchungen zeigten. Dadurch geht die Trennleistung deutlich zurück. Für die praktische Dimensionierung hat sich als Richtwert eine minimale Wehrüberlaufhöhe hWÜ von 5 mm bewährt. Dies entspricht einer minimalen /l von etwa 2 m3/(m h). Wehrbelastung V f W 16.3.5 Belastungskennfeld Mit den angegebenen Beziehungen für die maximalen und minimalen Durchsätze lässt sich der Belastungsbereich einer Bodenkolonne festlegen, wie beispielhaft in Abb. 16.9 geschehen. Das gezeigte Belastungskennfeld gilt für die Rektifikation des Stoffsystems Aceton/Benzol bei einem Druck von 1 bar. Für die Bodenkolonne wurde ein Durchmesser von 1,6 m angenommen. Bei den bisher definierten Belastungsgrenzen handelt es sich um strömungstechnische Grenzen. Es bestätigt sich zumeist die empirische Erfahrung, dass eine Kolonne, die strömungstechnisch einwandfrei arbeitet, in der Regel auch eine gute Stoffübergangsleistung erbringt. Eine absolute Belastungsgrenze stellt der Flüssigkeitsstau im Ablaufschacht dar. Man kann diese Grenze im Betrieb nicht überschreiten, man kann sich ihr aber beliebig annähern, ohne einen Abfall der Trennleistung in Kauf nehmen zu müssen. Dagegen ist die Grenze für die minimale Flüssigkeitsbelastung beinahe willkürlich definiert. Diese Grenze lässt sich ohne weiteres unterschreiten, wobei mit einer allmählichen Abnahme der Trennleistung zu rechnen ist. Die Grenzen für den maximalen Gasdurchsatz sind relativ scharf ausgebildet. Der Bereich, in dem das Mitreißen der Flüssigkeit limitierend ist, kann keinesfalls überschritten werden. Durch das Mitreißen von Flüssigkeit wird der Gegenstrom in der Kolonne beeinträchtigt, was mit einer Verminderung der Trennleistung verbunden ist. Bei hohen Flüssigkeitsbelastungen wird die Ausbildung der Zweipha-

16.4 Zweiphasenströmung in Bodenkolonnen

485

senschicht der den Gasdurchsatz limitierende Vorgang. Die in Abb. 16.9 eingezeichnete Belastungsgrenze stellt die Gasbelastung dar, bei der die Höhe der Zweiphasenschicht gleich dem Bodenabstand ist. In diesem Bereich lässt sich die Gasbelastung noch etwas steigern, wobei jedoch der Druckverlust der Gasströmung durch die Kolonne stark ansteigt. Die Grenze für die minimale Gasbelastung ist relativ unscharf; sie kann im Betrieb noch unterschritten werden. Bei kleinem Lochdurchmesser kommt es dabei zu einem ungleichmäßigen Begasen, was meist nicht schädlich ist. Bei großem Lochdurchmesser wird nach Unterschreiten der Belastungsgrenze die Flüssigkeit auf den darunterliegenden Boden durchregnen, was jedoch den Gegenstrom in der Kolonne nicht beeinträchtigt, da die Flüssigkeit ohnehin auf den darunterliegenden Boden strömen muss.

16.4 Zweiphasenströmung in Bodenkolonnen Die Struktur der Zweiphasenschicht auf einem Boden hängt von der Wehrhöhe hw und von der Gasbelastung ab. Je größer die Wehrhöhe ist, um so höher sind auch die Zweiphasenschicht und der Druckverlust des Gases oder Dampfes darin. Deshalb wählt man bei Vakuumkolonnen häufig eine Wehrhöhe von etwa 20 mm, während bei Druckkolonnen diese bis maximal 100 mm betragen kann. Dies hängt mit dem Bestreben zusammen, den Druckverlust des Bodens im Vergleich zum Gesamtdruck stets klein zu halten. Unter Normaldruck betriebene Kolonnen besitzen häufig eine Wehrhöhe von 30 - 50 mm (s. Tabellen 16.1–3). Grundsätzlich lassen sich folgende drei Strömungsstrukturen der Zweiphasenschicht unterscheiden (s. Abb. 16.12): - Blasenregime: Hier bildet die Flüssigkeit die kontinuierliche Phase, das Gas steigt darin in Form von einzelnen Blasen auf. - Tropfenregime: Hier bildet das Gas die kontinuierliche Phase, die Flüssigkeit ist darin in einzelne Tropfen dispergiert. - Sprudelregime: Diese Struktur bildet sich beim Übergang vom Blasenregime zum Tropfenregime aus. Die Zweiphasenschicht ist hier intensiv bewegt, wobei sich eine disperse Phase nicht eindeutig angeben lässt. dB dT

Blasenregime

Sprudelregime

Tropfenregime

Abb. 16.12. Strömungsbedingungen an einer einzelnen Begasungsöffnung bei unterschiedlichen Strukturen der Zweiphasenschicht (nach [Stichlmair 1978])

486

16 Bodenkolonnen

Im Folgenden sollen zunächst die Eigenschaften der verschiedenen Strukturen der Zweiphasenschicht qualitativ beschrieben werden. Die Aufstiegsgeschwindigkeit wB einer einzelnen Blase kann durch Gleichung (11.27) für die größte stabile Einzelblase wE ermittelt werden; dabei ergeben sich Werte in der Größenordnung von 0,1 ... 0,2 m/s. Im Blasenregime sind nur kleine Gasbelastungen möglich. Das Blasenregime existiert nur selten auf Kolonnenböden. Die gemäß Abschn. 16.3.2 minimal erforderliche Gasbelastung ist meist deutlich größer als die Belastung, bei der das Blasenregime bestehen kann. Nur bei sehr hoher Dichte des Gases (d.h. bei hohem Druck) tritt das Blasenregime auf. In der Mehrzahl der Anwendungsfälle arbeitet man im Sprudelregime. Der Transport des Gases durch die Zweiphasenschicht erfolgt hier nicht mehr ausschließlich durch Auftriebskräfte. Abb. 16.12 zeigt die Vorgänge an einer einzelnen Begasungsöffnung. Das Gas dringt durch die Bohrung in der Bodenplatte mit hoher Geschwindigkeit (z.B. 5 oder 10 m/s) in die Zweiphasenschicht ein. Die am Ende des Strahles gebildeten Blasen steigen nur mit einer Geschwindigkeit von etwa 0,2 m/s auf. Die Blasen stauen sich also an der Begasungsöffnung. Im Sprudelregime ist die Zweiphasenschicht heftig bewegt. Bei sehr großen Gasbelastungen bildet sich auf dem Boden das Tropfenregime aus. Die Flüssigkeit ist dabei in Tropfen von etwa 0,5 bis 1 mm Durchmesser dispergiert. Der relative Flüssigkeitsinhalt wird jedoch sehr klein, so dass in diesem Bereich die auf das Volumen der Zweiphasenschicht bezogene Phasengrenzfläche a stark abfällt. Die Eigenschaften der Zweiphasenschicht können in diesem Bereich durch die relative Gasbelastung F/Fmax erfasst werden. Hierbei stellt Fmax den F-Faktor bei maximaler Gasgeschwindigkeit dar (Gl. (16.13)). Die maximale Gasgeschwindigkeit ist erreicht, wenn die Flüssigkeit in Tropfen zerkleinert und vom Gas ausgetragen wird. Ab einer bestimmten Höhe der klaren Flüssigkeit auf dem Boden erfolgt der Umschlag zum Tropfenregime bei einer relativen Gasbelastung F/Fmax von etwa 0,65. Ist die Flüssigkeitshöhe allerdings niedriger, so kann die Phaseninversion bereits bei deutlich geringeren Gasbelastungen erfolgen. Bei der praktischen Dimensionierung wird dies dadurch berücksichtigt, dass eine minimale Flüssigkeitshöhe von ca. 20 mm in allen Fällen eingehalten wird. Das Mitreißen von Tröpfchen durch den Gasstrom wird als Entrainment bezeichnet. Dieses Entrainment ist grundsätzlich unerwünscht, da es den angestrebten Gegenstrom von Gas und Flüssigkeit stört und damit die Trennwirkung erniedrigt. Die Haupteinflussgröße für das Mitreißen stellt die Gasbelastung dar. Eine Änderung des Gasdurchsatzes um eine Zehnerpotenz kann das Entrainment um 3 bis 4 Zehnerpotenzen verändern.

16.5 Druckverlust des Gases am Boden Das Gas erfährt beim Durchströmen des Bodens einen Druckverlust, der durch folgenden einfachen Ansatz erfasst wird, der auf der Addition dreier Einzelanteile basiert:

16.5 Druckverlust des Gases am Boden

Δp = Δpt + Δp f + Δp R

487

(16.20)

Der erste Term Δpt stellt hierbei den sogenannten trockenen Druckverlust dar, den das Gas beim Durchströmen der Bodenplatte erleidet. Handelt es sich um Siebböden, so ist der trockene Druckverlust bekannten Zusammenhängen für die Durchströmung von Öffnungen aus der Literatur zu entnehmen (z.B. [Mersmann 1980]). Der Druckverlust ist einer Widerstandszahl und dem Staudruck des Gases proportional, der mit der Geschwindigkeit wL in den Löchern des Bodens gebildet ist. Die Widerstandszahl hängt davon ab, ob es sich um eine Blende mit einer scharfen Kante oder um eine abgerundete Düsendurchtrittsöffnung handelt. Werden auf die Öffnungen eines Siebbodens Glocken oder Ventile aufgesetzt, ist der Druckverlust stets größer. Der Druckverlust Δpt eines Gases beim Durchströmen eines trockenen Siebbodens lässt sich aus folgender Beziehung berechnen:

Δpt = ζ 0

wL2 ρ g 2

.

(16.21a)

Hierbei kommt es nur auf die Geschwindigkeit in den Löchern und nicht auf die Zahl der Löcher an. Bei einem Boden möchte man jedoch erreichen, dass der Druckverlust der gesamten Gasmenge bezogen auf die aktive Bodenfläche klein ist. Deshalb bietet es sich an, einen modifizierten Widerstandsbeiwert gemäß folgender Beziehung zu verwenden: v g2 ⋅ ρ g

w L2 ρ g 2 F2 Δp t = ζ ' =ζ ' =ζ ' ϕ 2 2 2 Entsprechend : ζ 0 = ζ ' ϕ 2

(16.21b)

Hierbei ist der Druckverlust auf den Staudruck des Gases bezogen, der mit der Geschwindigkeit vg über der aktiven Bodenfläche gebildet ist. Damit spielt die Anzahl und der Durchmesser der Löcher keine Rolle mehr, diese Einflüsse werden durch die relative freie Querschnittsfläche ϕ zusammengefasst. In Abb. 16.13 ist der modifizierte Widerstandsbeiwert ζ' abhängig vom relativen Verengungsquerschnitt für zwei Siebböden und eine Reihe von Glocken- und Ventilböden dargestellt. Danach ist ein Boden um so günstiger, je kleiner der Widerstandsbeiwert bei einem bestimmten relativen Verengungsquerschnitt ist. Der zweite Term Δpf in Gl. (16.20) berücksichtigt den Anteil des Druckverlustes, der aus der hydrostatischen Höhe hf der klaren Flüssigkeit auf dem Boden entsteht:

Δp f = h f ρ f g = h2 ph ε f ρ f g

(16.22)

Die Höhe der Zweiphasenschicht h2ph wird im Wesentlichen bestimmt durch die Gas- und Flüssigkeitsbelastungen sowie die Bedingungen am Ablaufwehr und kann wie folgt berechnet werden [Stichlmair 1978]:

488

16 Bodenkolonnen

Widerstandsbeiwert ζ´

1000

6

500

11

Glocken 1 Bayerglocke 2 ACV- Regenschirmglocke 3 Linde-Flachglocke 4 Thormann-Tunnelböden 5 Montz KSG 6 Kirschbaum

8

9 Siebboden

4

1 7

ζ0 = 1,7

200

2

ζ0 = 1,0

Ventile

3 12 5

100

7 8 9 10 11 12

10

50

20 10-2

10-1

Glitsch V-4 Glitsch V-1 0,25 Koch A, T Stahl VV 12/2 Nutter-Typ Koch TK8

100

bez. engster freier Querschnitt ϕe

Abb. 16.13. Widerstandsbeiwert abhängig vom relativen engsten, freien Querschnitt für verschiedene Böden (nach [Stichlmair 2002]) (Die engste Fläche kann hierbei auch z.B. innerhalb einer Glocke auftreten und muss demzufolge nicht durch die Bohrungen am Boden bestimmt sein.)

h2 ph

1,45 æ V f / l w = hw + 1 / 3 ç ç εf g è

ö ÷ ÷ ø

2/3

æF −w ρg B 125 ç + ç (ρ f − ρ g ) g ç 1 − ε f è

ö ÷ ÷÷ ø

2

(16.23)

Für die Blasenaufstiegsgeschwindigkeit wB kann der Wert 0,2 m/s eingesetzt werden. Der dritte Term ΔpR beinhaltet mehrere Nebeneinflüsse (z.B. Blasenbildung, vertikale Beschleunigung der Flüssigkeit durch Tröpfchenmitriss). Üblicherweise ist ΔpR deutlich geringer als die beiden anderen Anteile und kann deshalb in den meisten Fällen vernachlässigt werden.

16.6 Phasengrenzfläche in der Zweiphasenschicht Eine entscheidende Eigenschaft der Zweiphasenschicht auf Kolonnenböden ist ihre Phasengrenzfläche. Zweckmäßigerweise bezieht man die Phasengrenzfläche auf das Volumen der Zweiphasenschicht und gibt die bezogene Phasengrenzfläche a an. Die messtechnische Bestimmung der Phasengrenzfläche bereitet erhebliche Probleme, so dass bis heute trotz vieler Versuche noch keine zufriedenstellenden, allgemein gültigen Aussagen möglich sind. Vielmehr differieren die experimentellen Ergebnisse etwa bis zum Faktor 3.

16.6 Phasengrenzfläche in der Zweiphasenschicht

489

Daher lässt sich rechnerisch nur eine Abschätzung der Phasengrenzfläche in der Zweiphasenschicht auf Kolonnenböden vornehmen [Stichlmair 1978], die auf den definierten Strukturen der Blasenschicht bzw. des Tropfenregimes (s. Abb. 16.12) basiert. Grundlage für die Berechnung ist dabei folgende Beziehung: a≡

APhasengrenze VZweiphasenschicht

= 6 ⋅εd / dP

(16.24)

(εd: Volumenanteil der dispersen Phase.) Diese Gleichung gilt für den Fall, dass sich in der Zweiphasenschicht kugelförmige Partikeln in einer kontinuierlichen Phase befinden. Diese Bedingungen liegen im Tropfenregime und im Blasenregime vor, nicht jedoch im technisch relevanten Übergangsbereich (Sprudelregime). Im Tropfenregime kann der Volumenanteil εf der dispergierten flüssigen Phase bestimmt werden mit dem empirischen Zusammenhang

ε f = 1 − ( F / Fmax ) 0, 28

(16.25)

mit Fmax nach Gl. (16.13). Der Tropfendurchmesser lässt sich mit Hilfe der kritischen Weberzahl des Gases, bis zu der ein Tropfen stabil ist, abschätzen: d T = We krit ⋅ σ / FL2 = We krit ⋅ σ ϕ 2 / F 2

(16.26)

Die kritische Weberzahl beträgt etwa 12. Damit ist eine Berechnung der Phasengrenzfläche im Tropfenregime nach folgender Beziehung möglich: aT =

F2 2 ⋅σ ⋅ϕ 2

⋅ (1 − ( F / Fmax ) 0, 28 )

(16.27)

Im Blasenregime ist eine analoge Vorgehensweise möglich. Der Volumenanteil εg des dispergierten Gases errechnet sich nach Gleichung (16.25) zu:

ε g = 1 −ε f = ( F / Fmax ) 0, 28

(16.28)

Als Durchmesser der Gasblasen wird der größte stabile Blasendurchmesser dE (Gl. (11.21)) eingesetzt. Daraus ergibt sich die Beziehung aB = 6 (

Δρ ⋅ g 1 / 2 F 0, 28 ) ( ) 6σ Fmax

(16.29)

für das Blasenregime. Im Bereich der Sprudelschicht lässt sich eine Interpolation durchführen. Damit kommt man zu Ergebnissen, wie sie in Abb. 16.14 dargestellt sind. Das Diagramm zeigt die volumenbezogene Phasengrenzfläche abhängig von der bezogenen Gasbelastung für drei Stoffsysteme.

490

16 Bodenkolonnen

2000

aB

1000

aB

on Acet

angenommener tatsächlicher Verlauf

r asse

ϕ=1

aT

i-B uta n/ n-B Ac eto uta n/ n Be a n T zo Lu l ft / W as se r

500

Gl. (16.29)

zol / Ben

uft / W aB L

aT

bezogene Phasengrenzfläche a

Gl. (16.27) n -Buta n/n ta u B i-

m2/m3

200 0,1

0,2

0,5

1

bez. Gasbelastung F / Fmax

Abb. 16.14. Bezogene Phasengrenzfläche a in der Zweiphasenschicht auf Kolonnenböden (nach [Stichlmair 1978])

16.7 Stoffübergang in der Zweiphasenschicht Strömt Dampf oder ein Gas durch die Zweiphasenschicht eines Kolonnenbodens und befinden sich die beiden Phasen nicht im Gleichgewicht, tritt ein Stoffaustausch auf. Bei der Rektifikation geht die leichter siedende Komponente aus der flüssigen Phase in die Dampfphase, während die schwerer siedende Komponente aus dem Dampf in die Flüssigkeit übergeht. Bei der Absorption wird das Absorptiv aus der Gasphase in die Flüssigkeit übertragen. Bei der Desorption wandert Stoff in die entgegengesetzte Richtung. Würde das Gas sehr langsam durch die Zweiphasenschicht strömen und würde der Stoff sehr schnell übertragen, könnte im Grenzfall der Dampf oder das Gas die Gleichgewichtskonzentration der Flüssigkeit an der Durchströmungsstelle annehmen. Dies ist die größtmögliche Änderung in der Gasphase

Δy max = y ∗ ( x n ) − y n −1 ,

(16.30)

wenn angenommen wird, dass die Flüssigkeit über die Höhe der Zweiphasenschicht vollkommen vermischt ist (s. Abb. 16.15). Es ist üblich, Abweichungen hiervon durch das von [Murphree 1925] eingeführte Verstärkungsverhältnis E zu berücksichtigen. Das Verstärkungsverhältnis

16.7 Stoffübergang in der Zweiphasenschicht

491

yn

unvollständig vermischte Flüssigphase

y*(xn)

y*(xn+1)

= y*

vermischt

xn+1 n-ter Boden

xn

y*(xn+1)

) f(x

yn y*(xn)

y=

) f(x

yn-1

yn-1

xn

xn+1

Abb. 16.15. Unvollständige Flüssigkeitsvermischung auf einem Kolonnenboden mit einem Bodenverstärkungsverhältnis größer als eins (links); Darstellung im McCabe-ThieleDiagramm (rechts)

ist definiert als die reale Konzentrationsänderung einer Phase bezogen auf die maximal mögliche. Grundsätzlich kann man das Verstärkungsverhältnis für die Gasund Flüssigphase formulieren. Es hat sich eingebürgert, bei der Rektifikation und Absorption gasseitige Verstärkungsverhältnisse zu verwenden. In diesen Fällen liegt der Hauptwiderstand für den Stofftransport in der Gasphase. Bei der Desorption benutzt man auch flüssigkeitsseitige Verstärkungsverhältnisse. Da die Annäherung an das Gleichgewicht an jeder Stelle auf dem Boden einen anderen Wert aufweisen kann, gilt dies auch für das Verstärkungsverhältnis. Deshalb muss man zwischen dem lokalen und dem Bodenverstärkungsverhältnis unterscheiden. Beim lokalen oder Punktverstärkungsverhältnis wird die Änderung der Gas- oder Dampfzusammensetzung eines Stromfadens an einer Stelle des Bodens betrachtet, beim Bodenverstärkungsverhältnis dagegen die Änderung der Zusammensetzung des Gases oder der Flüssigkeit eines vollständigen Bodens. Das Punktverstärkungsverhältnis ist das Verhältnis der tatsächlichen Änderung der Zusammensetzung des Gases zur maximal möglichen an einem beliebigen Punkt des Bodens: Eg =

y − y n −1 . y * ( x ) − y n −1

(16.31)

y-yn-1 ist die Änderung der Konzentration der Bezugskomponente in der Gasphase längs des betrachteten Stromfadens. Das Punktverstärkungsverhältnis ist physikalisch sinnvoll ein echter Wirkungsgrad, weil sein Wert stets nur kleiner als eins sein kann. Will man allerdings auf der Basis der Trennstufenzahl die Zahl der einzubauenden Böden ermitteln, so

492

16 Bodenkolonnen

sind hierzu die Bodenverstärkungsverhältnisse erforderlich. Diese lauten für die Gasphase des n-ten Bodens: E gM =

y n − y n −1 . y * ( x n ) − y n −1

(16.32)

Beim gasseitigen Verstärkungsverhältnis wird unterstellt, dass das Gas oder der Dampf zwischen der Zweiphasenschicht und dem nächsten Boden stets voll durchmischt wird. Wird nun die tatsächliche Konzentrationsänderung yn - yn-1 auf die maximal mögliche Änderung y*(xn) - yn-1 für den Fall bezogen, dass die Flüssigkeit auf dem Boden ideal vermischt ist, dann läuft in den Ablaufschacht eine Flüssigkeit mit der Zusammensetzung ab, wie sie überall auf dem Boden herrscht. In diesem Sonderfall ist das Bodenverstärkungsverhältnis EgM gleich dem Punktverstärkungsverhältnis Eg. Viele Untersuchungen haben jedoch gezeigt, dass selbst auf kleinen Kolonnenböden mit einer kurzen Lauflänge von nur einigen Zentimetern die Flüssigkeit nicht voll durchmischt ist (s. z.B. [Stichlmair 1973]). Wegen der etwas willkürlichen Definition des Bodenverstärkungsverhältnisses können Werte größer als eins auftreten. Deshalb ist es nicht sehr sinnvoll, von einem Bodenwirkungsgrad zu sprechen. Dieses lässt sich von Abb. 16.15 erläutern. Durch die Öffnungen des nten Bodens dringt Gas mit der Zusammensetzung yn-1. Wegen der unvollständigen Vermischung ändert sich die Flüssigkeitskonzentration über den Boden stetig von der Zusammensetzung xn+1 bis xn. Dies führt dazu, dass der Dampf an jeder Stelle die Flüssigkeit mit einer anderen Konzentration durchdringt und damit die Dampfkonzentration von der Lauflänge der Flüssigkeit abhängt. Wird jeweils das thermodynamische Gleichgewicht erreicht, so treten in der Gasphase Konzentrationen zwischen y*(xn+1) und y*(xn) auf. Rechts im Bild ist das Arbeitsdiagramm dargestellt. In diesem Falle kann das Bodenverstärkungsverhältnis wesentlich größer als eins werden, weil die reale Konzentrationsänderung des Dampfes auf die maximal mögliche Differenz an der Stelle des Überlaufwehres bezogen ist. Berechnung des Punktverstärkungsverhältnisses1 Zur Ermittlung des Punktverstärkungsverhältnisses ist eine Stoffbilanz erforderlich. Hierzu wird ein Kolonnenboden mit einer darauf befindlichen Zweiphasenschicht betrachtet. Auf einer kleinen Teilfläche des gesamten Bodens ΔA durchströmt das Gas eine Sprudelschicht mit der differentiellen Höhe dz. Hierbei ändert sich seine Konzentration um den Betrag dy (s. Abb. 16.16). Mit der volumenbezogenen Phasengrenzfläche a erhält man folgende Beziehung für die Austauschfläche in einem differentiellen Volumen:

1

nach [Mersmann 1980]


493

yn ΔA

h2ph

Ng, y + dy

dz

Ng, y yn-1 Abb. 16.16. Massenbilanz für einen differentiellen Höhenabschnitt der Sprudelschicht

dA = a Δ A dz.

(16.33)

dy ist gleich dem Produkt Die in diesem Volumen übertragene Stoffmenge N g

aus dem Stoffdurchgangskoeffizienten kg, dem treibenden Konzentrationsgefälle (y* - y) und der differentiellen Fläche dA, also N g dy = kg (y* - y) dA = kg (y* - y) a ΔA dz

(16.34)

oder: y

N og ≡ ò y n −1

h2ph

k g a ΔA k g a ΔA h2 ph dy =ò . dz = y*−y N N g g 0

(16.35)

Hierin ist Nog die sogenannte Zahl der gasseitigen Übergangseinheiten und h2ph die Sprudelschichthöhe. Wenn die Flüssigkeit an der betrachteten Stelle über der Höhe ideal vermischt ist und somit überall die gleiche Flüssigkeitszusammensetzung x herrscht, ist die dazugehörige Gleichgewichtszusammensetzung des Dampfes konstant (y*(x) = const). In diesem Falle lässt sich das Integral mit y = yn lösen: N og = − ln

y * ( x) − y n y * ( x n ) − y n −1

(16.36)

oder nach der Umformung unter Berücksichtigung der Gleichung für das Verstärkungsverhältnis: Eg = 1 - exp (- Nog) .

(16.37)

494

16 Bodenkolonnen

Der Stoffdurchgangskoeffizient lässt sich aus den Stoffübergangskoeffizienten in der Gas- und der Flüssigphase bestimmen (s. Abschn. 9.2, Gl. (9.32)): 1 1 m = + kg β g cg β f c f

(16.38)

Hierbei sind cg und cf die Gesamtzahl der Mole je m³ Gas bzw. Flüssigkeit. Somit erhält man folgende Beziehung:

E g = 1 − exp

β g a h2 ph æ ç vg ç ç− cg β g ç 1 + ⋅ m ç cf β f è

ö ÷ ÷ ÷ ÷ ÷ ø

(16.39)

Hierbei wurde nachstehender Zusammenhang berücksichtigt: N g c g ΔA

= vg

Demzufolge geht das Punktverstärkungsverhältnis gegen eins, wenn bei vorwiegend gasseitigem Widerstand der Stoffübergangskoeffizient βg, die volumenbezogene Phasengrenzfläche a und die Höhe der Zweiphasenschicht h2ph sehr groß und die Gasgeschwindigkeit entsprechend klein werden. Ist das Verhältnis βg/βf der Stoffübergangskoeffizienten sehr klein, so liegt der Widerstand weitgehend auf der Gasseite. Der flüssigkeitsseitige Stoffübergangskoeffizient ist dann sehr groß verglichen mit dem gasseitigen, so dass er in die Rechnung nicht eingeht. Dagegen ist es bei großen Verhältnissen βg/βf gerade umgekehrt. In diesem Falle kann man den Summanden eins im Nenner des Exponenten der Exponentialfunktion vernachlässigen, so dass sich die Gleichung folgendermaßen vereinfachen lässt: E g = 1 − exp (−

β f ⋅ a ⋅ h2 ph ⋅ c f m vg cg

(16.40)

).

Infolge der hohen Eintrittsgeschwindigkeit des Gases in eine Zweiphasenschicht transportiert ein gasförmiges Fluidelement ein Flüssigkeitselement nach oben. Während der Aufstiegsbewegung tritt ein instationärer Stofftransport auf. Als Lösung der Differentialgleichung für die instationäre Diffusion erhält man für kleine Fourierzahlen gemäß Abschn. 12.2:

βf =2

Df

τπ

, sowie

βg = 2

Dg

τπ

Die maßgebliche Kontaktzeit ist die Verweilzeit des Gases in der Zweiphasenschicht und aus folgender Beziehung berechenbar:


τ=

h2 ph − h f vg

=

h2 ph vg

εg.

495

(16.41)

Somit erhält man aus Gl. (16.39) für das gasseitige Punktverstärkungsverhältnis von Kolonnenböden:

E g = 1 − exp

æ ç ç ç− ç ç ç è

2a 1+ m

ö ÷ π ⋅ vg ⋅ε g ÷ ÷. c g Dg ÷ ÷ cf Df ÷ ø

D g h2 ph

(16.42)

Der Unterschied zwischen dem Punktverstärkungsverhältnis Eg und dem des Bodens EgM wird durch die Vermischung in den beiden Phasen bestimmt. Im Allgemeinen geht man davon aus, dass das Gas die Sprudelschicht kolbenförmig durchströmt. Dies trifft zwar nicht exakt zu, ist jedoch weitgehend erfüllt. Bei der Flüssigkeitsvermischung lassen sich zwei Grenzfälle unterscheiden. Der erste Grenzfall der idealen Flüssigkeitsvermischung wurde bereits betrachtet. Beim zweiten Grenzfall, der Kolbenströmung, findet überhaupt keine Vermischung statt. Hierbei hängt der Unterschied zwischen dem Boden- und dem Punktverstär /N kungsverhältnis vom Verhältnis m N g f ab. In diesem Fall lässt sich zeigen, dass folgender Zusammenhang besteht [Lewis 1936]: E gM =

N f / N g m

é æ êexpç ç N ê f è ë

m / N g

ö

ù

÷ ø

ú û

⋅ E g ÷ − 1ú

(16.43)

In Abb. 16.17 ist dieser Zusammenhang graphisch dargestellt. Ist das Verhält /N nis m N g f gleich null, so sind die beiden Verstärkungsverhältnisse einander /N gleich. Je größer das Verhältnis m N g f ist, um so größer ist das Bodenverstär-

kungsverhältnis im Vergleich zum lokalen. In der Mehrzahl der Fälle wird die Flüssigkeitsvermischung zwischen den beiden Grenzfällen liegen. Das Bodenverstärkungsverhältnis wird erheblich vermindert, wenn ein nennenswerter Anteil der Flüssigkeit unmittelbar hinter dem Zulauf durchregnet. Nachteilig ist auf jeden Fall eine ungleichmäßige Überströmung des Bodens. In Totzonen kann die Flüssigkeit nahezu das Gleichgewicht erreichen, so dass dort kaum noch Stoff übergeht. In besonders ungünstigen Fällen ist das Bodenverstärkungsverhältnis noch kleiner als das lokale. Deshalb kommt der genauen waagerechen Ausrichtung der Kolonnenböden betriebstechnisch eine große Bedeutung zu.

496

16 Bodenkolonnen

2 m Ng / Nf

2 1 1, 5 0 0,5

Bodenverstärkungsverhältnis EgM

3

1

0,5

0,2

0,1 0,1

0,2

0,5

1

Punktverstärkungsverhältnis Eg

Abb. 16.17. Bodenverstärkungsverhältnis in Abhängigkeit vom Punktverstärkungsverhältnis für den Fall der Kolbenströmung der Flüssigkeit (Der Dampf wird unter jedem Boden vollständig vermischt.) (nach [Mersmann 1980])

16.3 Aufgaben 1. Aus Kohlegas (B) soll Leichtöldampf (A) mit Waschöl (C) durch Absorption in einer Absorptionskolonne abgetrennt werden. Bestimmen Sie für eine Bodenkolonne die erforderliche Waschmittelmenge und die Anzahl der theoretischen Böden, wenn 95 % des Leichtöldampfes entfernt werden sollen. a) Stellen Sie die Gesamtmol- und die Komponentenbilanz für A auf. b) Bestimmen Sie den Verlauf der Betriebsgeraden und tragen ihn zusammen mit der Gleichgewichtskurve in ein Diagramm ein. c) Welcher Flüssigkeitsmolenstrom ist erforderlich? d) Bestimmen Sie die Anzahl der theoretischen Böden für die Trennaufgabe. Annahmen: - Isothermer Prozesse mit nicht-flüchtigem Waschmittel. - Das thermodynamische Gleichgewicht kann mit einem linearen Ansatz beschrieben werden: y = m x mit m = 0,06.

16.3 Aufgaben

Daten: Molenstrom des eintretenden Gases

497

N g = 10,75 mol/s

Gaseintrittskonzentration Waschmitteleintrittskonzentration Waschmittelaustrittskonzentration

yein = 0,02 xein = 0,005 xaus = 0,12

2. In einer Siebbodenkolonne sollen Acetatdämpfe aus Luft (ρg = 1,2 kg/m³, ηg = 18,2 m Pas) unter Verwendung von Wasser bei 20 °C (ρf = 1000 kg/m³, ηf = 1 m Pas, σ = 0,072 N/m) ausgewaschen werden. Durch die Kolonne strömen 3000 mN³/h Luft. Die Höhe des Ablaufwehres hw beträgt 40 mm. Die Flüssigkeit strömt mit einem längenbezogenen Volumenstrom von 4,2 m³/(hm) über das Wehr. Der Anteil der aktiven Bodenfläche an der gesamten Kolonnenquerschnittsfläche ist 80 %. Die Löcher (dL = 3 mm) sind in einer Dreiecksteilung mit t/dL = 3 angeordnet. Der Widerstandsbeiwert ζo beträgt 1,0. Der Bodenabstand beträgt 0,31 m. a) Welcher Kolonnendurchmesser ergibt sich, wenn die Geschwindigkeit im aktiven Kolonnenbereich 50 % der an der Mitreißgrenze auftretenden maximalen Gasgeschwindigkeit betragen soll? b) Wird mit dem Ergebnis von a) die Mindestgasbelastung überschritten? c) Wie groß ist der gesamte Druckverlust eines Bodens? 3. Eine als Verstärkerkolonne betriebene Rektifikationskolonne mit einem Durchmesser von 800 mm soll im Vakuum betrieben werden. In der Kolonne sind 20 Glockenböden eingesetzt. Jeder dieser Böden trägt 16 Bayer-Glocken mit einem Durchmesser von jeweils 80 mm. Am Kopf der Kolonne soll ein Druck von 10 mbar eingehalten werden. Der Dampf hat eine Dichte von 0,038 kg/m³, die Flüssigkeit 950 kg/m³. Die Volumenströme betragen V g = 9000 m³/h und Vf = 1 m³/h. Der Gasbelastungsfaktor Kv beträgt 0,07. Als engster freier Querschnitt ist der Bohrungsquerschnitt einzusetzen. a) Berechnen Sie die einzelnen Terme des Druckverlustes über einen Boden. b) Berechnen Sie den Druck am Boden der Kolonne. 4. Zeigen Sie, dass sich gasseitige und flüssigkeitsseitige Bodenverstärkungsverhältnisse bei Kolbenströmung der Flüssigkeit über den Boden durch folgende Beziehung ineinander umrechnen lassen: E fM

E gM = E fM +

m N g N f

(1 − E fM )

Das thermodynamische Gleichgewicht lässt sich mit einem konstanten Verteilungskoeffizienten m beschreiben.

498

16 Bodenkolonnen

5. Leiten Sie den gemäß Gl. (16.43) geltenden Zusammenhang zwischen Punktund Bodenverstärkungsverhältnis für den Fall der reinen Kolbenströmung der Flüssigkeit über den Boden her.

16.4 Literatur Allgemein Brauer H (1971) Grundlagen der Einphasen- und Mehrphasenströmungen. Verlag Sauerländer, Aarau Grassmann P, Widmer F, Sinn H (1997) Einführung in die thermische Verfahrenstechnik. 3. Aufl, Walter de Gruyter, Berlin New York Mersmann A (1980) Thermische Verfahrenstechnik. Springer, Heidelberg Stichlmair J (1978) Grundlagen der Dimensionierung des Gas/Flüssigkeit-Kontaktapparates Bodenkolonne. Verlag Chemie, Weinheim Sattler K (1995) Thermische Trennverfahren. VCH, Weinheim, 2. Aufl

Speziell Fair J (1961) Petro/Chem Eng, S 45–52 Lewis WK (1936) Rectification of binary mixtures. Ind Eng Chem 28:399–402 Mersmann A (1963) Wann werden alle Löcher einer Siebboden-Lochplatte durchströmt? Chem Ing Tech 35:103–107 Molzahn M, Schmidt R (1975) Belastungskennfelder von Trennkolonnen. Verfahrenstechnik 9:388–395 Murphree EV (1925) Rectifying Column Calculations. Ind Chem Eng 17:747–750 Ruff K (1974) Grenze zwischen Blasengasen und Strahlgasen bei niedrigviskosen Flüssigkeiten und hohem Gasdurchsatz. Chem Ing Tech 46:769–771 Souders M, Brown GG (1934) Design of Fractionating Columns. Ind Eng Chem 26:98–103 Stichlmair J (1988) Destillation and Rectification. In: Ullmann’s Encyclopedia of Industrial Chemistry, Vol B 3, S 4–1/4–94, Wiley-VCH, Weinheim Stichlmair J, Weisshuhn E (1973) Untersuchungen zum Bodenwirkungsgrad unter besonderer Berücksichtigung der Flüssigkeitsvermischung. Chem Ing Tech 45:242–247 Volpert M, Stichlmair J (1986) Fluiddynamische Untersuchungen zur Ermittlung des Flüssigkeitsdurchsatzes durch die Ablaufschächte von Bodenkolonnen. Chem Ing Tech 58:606–607 Zeck S (1990) Einfluss von thermophysikalischen Stoffdaten auf die Auslegung und den Betrieb von Destillationskolonnen. Chem Ing Tech 62:707–717

17 Packungskolonnen

Neben Böden werden Kolonnen auch mit strukturierten Packungen bzw. regellos verteilten oder auch geordneten Schüttungen aus Füllkörpern ausgerüstet. Diese Apparate werden i.A. für Gas/Flüssigkeits-Systeme eingesetzt, die im Gegen- oder Gleichstrom durch die Kolonne geführt werden. Typische Einsatzfälle für derartige Kolonnen im Bereich der thermischen Trennverfahren sind: - Destillation bzw. Rektifikation, - Absorption (Gaswäsche), Desorption. Für heterogen katalysierte Gas/Flüssigkeits-Reaktionen werden Kolonnen mit Katalysatorschüttungen oder katalytisch wirkenden Packungen verwendet. Ein weiteres Einsatzfeld stellen biologische Verfahren dar, bei denen Biomasse auf Packungs- bzw. Partikeloberflächen immobilisiert wird. Über eine Berieselung wird Wasser mit entsprechenden Inhaltsstoffen am Kolonnenkopf aufgegeben. Die i.A. notwendige Sauerstoffversorgung der Mikroorganismen erfolgt durch einen Luftstrom, der im Gegen- oder Gleichstrom zur Flüssigkeit durch den Apparat geführt wird. Eine weit verbreitete apparativ einfache Anwendung stellen die sogenannten Tropfkörper zur Abwasserreinigung dar.

17.1 Aufbau und Funktionsweise In Abb. 17.1 ist der schematische Aufbau einer Packungskolonne dargestellt. Die Unterschiede zu Bodenkolonnen ergeben sich aus den Einbauten und der Strömungsführung. Im Fall des zweiphasigen Betriebs strömt die Flüssigkeit als Film entlang der Oberfläche der Füllkörper vom Kopf der Kolonne abwärts bis zum Fuß bzw. der Blase der Kolonne. Das Gas wird in der Regel im Gegenstrom geführt, d. h. am Fuß der Kolonne eingeleitet und am Kolonnenkopf abgezogen. Je nach Aufgabenstellung werden Kolonnen mit strukturierten Packungen oder Schüttungen aus regellos verteilten Füllkörpern bzw. Feststoffpartikeln verwendet. Ziel ist in jedem Fall eine gute Phasenverteilung sowie eine möglichst große Flüssigkeitsoberfläche für den Wärme- und Stoffaustausch. Packungen wie auch Füllkörper sind in verschiedenen, auf den jeweiligen Anwendungsfall optimierten Ausführungen und Materialien erhältlich. Die strukturierten Packungen können in Form von Kastenprofilen durch Mannlöcher in die Kolonne eingeführt und dort zusammengesetzt werden. Abbildung 17.2 zeigt typische Ausführungsformen solcher Packungen.


500

17 Packungskolonnen

Abb. 17.1. Aufbau von Packungskolonnen. a) Füllkörperkolonne, b) Kolonne mit regelmäßig strukturierten Packungselementen, VE Flüssigkeitsverteiler, NR Niederhalterost, FS Füllkörperschüttung, AR Tragrost, WV Wiederverteiler mit Füllkörperrückhaltesperren, PA Packungselemente, AT Auflageträger, FA Flüssigkeitssammler, RK Ringkanal, DE Dampfeintrittsrohr, KS Kolonnensumpf, UV Umwälzleitung zum Verdampfer, SZ Standzarge, VA Verankerung, ML Mannloch (aus [Sattler 1995])

17.1 Aufbau und Funktionsweise

501

Abb. 17.2. Unterschiedliche Bauformen technischer Packungen (aus [Mackowiak 1991])

Die für regellose Schüttungen verwendeten Füllkörper werden aus Metall, Kunststoff oder Keramik gefertigt, im letzteren Fall muss die Befüllung unter größerer Vorsicht erfolgen, um die Zerstörung von Füllkörpern zu verhindern. Es gibt eine Vielzahl verschiedener Formen, die mit dem Ziel entwickelt wurden, große benetzte Oberflächen bei gleichzeitig geringem Druckverlust zu erzeugen (s. z.B. [Mersmann u. Deixler 1986]). In Abb. 17.3 sind verschiedene Ausführungen dargestellt. Der wesentliche physikalische Unterschied zwischen den Boden- und Packungskolonnen besteht in der Führung der Phasen. In den Bodenkolonnen findet der Stoffaustausch üblicherweise in der Form statt, dass die Flüssigkeit als kontinuierliche Phase vorliegt, die von dem Gas blasenförmig und damit diskontinuierlich durchströmt wird. Im Gegensatz dazu liegen in Packungskolonnen beide Phasen wie auch die Phasengrenzfläche zusammenhängend vor.

502

17 Packungskolonnen

Abb. 17.3. Unterschiedliche Formen technischer Füllkörper (aus [Mackowiak 1991])

Um eine möglichst gleichmäßige Verteilung beider Phasen über den gesamten Kolonnenquerschnitt zu erreichen, müssen in bestimmten Abständen Flüssigkeitsverteiler in der Kolonne angeordnet werden (üblicherweise nach 1 bis 3 m). Diese bestehen jeweils aus einer Auffangvorrichtung (Abb. 17.1, FA) mit nachgeschaltetem Verteiler (VE). Hierdurch werden Probleme, die infolge der Randgängigkeit auftreten, reduziert. Die Neuverteilung ist auch wegen der sogenannten Bachbildung erforderlich. Damit ist das Zusammenlaufen von Flüssigkeit zu einzelnen

17.2 Fluiddynamik

503

Strähnen, Bächen gemeint, wodurch die angebotene Schüttungsoberfläche nur zum Teil genutzt wird. Packungskolonnen zeichnen sich gegenüber Bodenkolonnen durch eine deutlich höhere maximale Flüssigkeitsbelastung, kleineren Flüssigkeitsinhalt und einen niedrigeren Druckverlust aus. Für die Berechnung des Flüssigkeitsinhaltes, des Druckverlustes und der Belastungsgrenzen für die Gas- und Flüssigkeitsströme in einer Packungskolonne sind Kennzahlen zur Bewertung des freien Strömungsquerschnittes erforderlich. Der Lückengrad der trockenen Packung wird mit

ε≡

V ges − V P

(17.1)

V ges

definiert. Dabei wird die Differenz aus dem Gesamtvolumen der Kolonne Vges und dem Füllkörper- bzw. Packungsvolumen VP auf das Schichtvolumen bezogen. Im Fall der berieselten Füllkörperschicht wird das für die Gasströmung zur Verfügung stehende Volumen um das in der Schüttung befindliche Flüssigkeitsvolumen Vf vermindert. Der Lückengrad der berieselten Füllkörperschicht wird daher als

ε naß ≡

V ges − (V P + V f ) V ges

(17.2)

definiert. Mit dP wird der Partikeldurchmesser bezeichnet, der für nicht kugelförmige Partikeln vereinbarungsgemäß mit der Gleichung dP ≡ 6

VP AP

(17.3)

berechnet wird. Der Quotient aus der auf das Gesamtvolumen Vges bezogenen Füllkörperoberfläche AP berechnet sich gemäß obiger Definition mit: a≡

AP 1 = 6 (1 − ε ) . V ges dP

(17.4)

17.2 Fluiddynamik Eine genaue Beschreibung der Flüssigkeitsströmung innerhalb der Füllkörperschicht müsste Aufschluss über die Geschwindigkeitsverteilung innerhalb des Flüssigkeitsfilmes und an dessen Oberfläche sowie über die Dicke des Filmes geben. Da jedoch z.B. die zufällige Verteilung der Füllkörper zu geometrisch unbestimmten Strömungskanälen führt und darüber hinaus die Geschwindigkeit an der Oberfläche des Flüssigkeitsfilmes auch zeitabhängig ist, können nur Angaben über

504

17 Packungskolonnen

das makroskopische, d.h. gemittelte Verhalten der Fluidströme gemacht werden. Diese Angaben betreffen den Flüssigkeitsinhalt der Schicht und die Verteilung der Flüssigkeit über den Kolonnenquerschnitt. Letztere lässt sich in einfacher Weise am unteren Ende der Kolonne messen. Dabei treten grundsätzlich ähnliche Verteilungsprofile wie bei einphasiger Durchströmung (s. Abschn. 7.1.4) auf, d.h. es besteht die Neigung der Flüssigkeit, an den Rand der Schüttung bzw. Packung zu gelangen, da dort der Lückengrad am größten ist. Dieses als Randgängigkeit bezeichnete Verhalten der Flüssigkeit hängt von der Form der Füllkörper bzw. der Genauigkeit des Einbaus der Packung ab. Sie ist bei den „massiven“ Bauformen wie den Raschigringen ausgeprägter als z.B. bei Pallringen, deren Oberfläche gelocht ist und die deshalb auch in horizontaler Lage eine Flüssigkeitsdurchströmung erlauben. Packungen müssen sehr genau an die Apparateinnenwand angepasst werden, um freie Spalten und damit deutliche Randgängigkeit zu minimieren. Des weiteren nimmt die Randgängigkeit deutlich mit der Schichthöhe zu. Dieser Effekt zwingt in technischen Apparaten zur Installation der bereits erläuterten Zwischenverteilungen (s. Abb. 17.1). 17.2.1 Flüssigkeitsinhalt Unter dem Flüssigkeitsinhalt Vf versteht man das in der Füllkörperschicht befindliche Flüssigkeitsvolumen. Der Flüssigkeitsinhalt unter konstanten Durchflussbedingungen setzt sich aus einem dynamischen Anteil Vf,dyn und einem statischen Anteil Vf,stat zusammen: V f = V f ,dyn + V f ,stat

(17.5)

Als statischen Anteil bezeichnet man die in Poren, Zwickeln und sonstigen Strömungstoträumen befindliche Flüssigkeit. Dieser Flüssigkeitsanteil steht nur in schwachem Austausch mit dem dynamischen Anteil, der über die in den Toträumen befindliche Flüssigkeit hinweggleitet. In stark schematischer Form vermittelt Abb. 17.4 eine Vorstellung von der Verteilung beider Anteile des Flüssigkeitsinhalts.

Vf,dyn Vf,stat

Vf,h

Abb. 17.4. Dynamischer und statischer Anteil des Flüssigkeitsinhalts (links) sowie Haftinhalt (rechts) in einer Füllkörperschicht (nach [Brauer 1971])

17.2 Fluiddynamik

505

Untersuchungen zeigen, dass die Flüssigkeit in den Strömungstoträumen spätestens nach 5 bis 10 Minuten vollkommen erneuert ist. Derart lange Erneuerungszeiten treten aber auch nur dann auf, wenn eine sehr schwache oder auch zeitlich unterbrochene Verbindung zwischen dem statischen und dynamischen Anteil besteht. Mit zunehmender Flüssigkeitsbelastung wird der Austausch zwischen dem dynamischen und dem statischen Anteil des Flüssigkeitsinhalts stetig größer. Oberhalb einer kritischen Belastung, die von Form und Material der Packung bzw. Füllkörper sowie den Stoffeigenschaften der Flüssigkeit abhängt, verschwindet der statische Anteil vollständig. Ermittelt man den statischen Anteil Vf,stat in Abhängigkeit von der Flüssigkeitsbelastung, so stellt man fest, dass sich Vf,stat mit abnehmender Belastung /A einem Grenzwert nähert. Dieser Grenzwert kennzeichnet den Haftinvf = V s f halt Vf,h: lim V f ,stat = lim V f = V f ,h .

v f →0

v f →0

(17.6)

Flüssigkeitsinhalt Vf

Da für vf = 0 der dynamische Anteil Vf,dyn verschwindet, muss der Grenzwert für Vf,stat gleich dem Grenzwert für Vf,h sein. Somit ergibt sich für den Flüssigkeitsinhalt Vf und seine Anteile Vf,dyn und Vf,stat, abhängig von vf, der in Abb. 17.5 skizzierte Kurvenverlauf. Für vf = 0 ist der dynamische Anteil Vf,dyn = 0, und der statische Anteil Vf,stat ist gleich dem Haftinhalt Vf,h. Mit zunehmender Flüssigkeitsbelastung wird Vf,stat kleiner, und bei einer bestimmten Belastung ist Vf,stat = 0, so dass der Flüssigkeitsinhalt nur noch aus dem dynamischen Anteil besteht.

Vf,h Vf,stat

Vf,dyn 0

0 Flüssigkeitsbelastung vf

Abb. 17.5. Abhängigkeit des Flüssigkeitsinhalts sowie seiner Anteil Vf,dyn und Vf,stat von der Flüssigkeitsbelastung vf

506

17 Packungskolonnen

Haftinhalt Der Haftinhalt hängt vom Verhältnis der Schwerkraft zur Oberflächenspannungskraft, also von der Kennzahl We f Fr f

=

ρf ⋅g σ

f

éε ⋅ d P ù ú ë 1−ε û

2

(17.7)

⋅ê

ab. Einflussparameter sind demzufolge Stoffwerte σf, ρf und packungsspezifische Größen dP und ε. In Abb. 17.6 wird der bezogene Haftinhalt Vf,h/Vges auf der Basis verschiedener Messergebnisse für zylindrische Hohlfüllkörper dargestellt. Zunächst bleibt der bezogene Haftinhalt konstant und nimmt erst bei Werten Wef/Frf > 10 ab. Daraus ergibt sich, dass große Füllkörper mit hohem Lückengrad (wie z.B. Hiflow-Ringe oder Telleretten), die heutzutage verstärkt eingesetzt werden, einen geringen Haftinhalt erwarten lassen. Dynamischer Flüssigkeitsinhalt Werden große Füllkörper mit niedrigviskosen Flüssigkeiten berieselt, dominiert der dynamische Flüssigkeitsanteil. Unterhalb der Staugrenze steigt der dynamische Flüssigkeitsinhalt unbeeinflusst vom Gas mit der Berieselungsdichte an. Für die Berechnung des dynamischen Flüssigkeitsinhalts ohne Wechselwirkungseffekte mit der Gasphase (unterhalb der Staugrenze) unterscheidet man zwei Strömungsbereiche: 1. Laminarer Bereich, in welchem die Viskositätskraft Fη die Flüssigkeitsströmung entscheidend beeinflusst

Haftinhalt Vf,h / Vges

Re f =

vf ρf

η f ⋅ at

0,6 m stets ein Wert von 0,6 m einzusetzen, so dass sich der Durchmessereinfluss dann auch in dieser Gleichung verliert. Generell liegt eine örtliche Verteilung des Gasgehalts in der Blasensäule vor. Es ergeben sich Unterschiede im Gasgehalt sowohl in axialer als auch in radialer Richtung. 19.1.6 Stofftransport Volumenspezifische Phasengrenzfläche Die Phasengrenzfläche zwischen Flüssigkeit und Gas hängt wie der Gasgehalt von Geometriegrößen, Betriebsbedingungen und dem Stoffsystem ab. Zwischen dem Gasgehalt und der volumenspezifischen Phasengrenzfläche besteht außerdem folgender Zusammenhang a=

A V ges

=

6 εg d 32

(19.7)

Wie Abb. 19.10 anhand experimenteller Ergebnisse zeigt, steigt die Phasengrenzfläche mit zunehmender Gasbelastung an. (Die Untersuchungen wurden mit dem Stoffsystem Wasser/Luft durchgeführt. Aufgrund der Messtechnik war die Koaleszenz der Blasen stark gehemmt.) Grundsätzlich ist der Zuwachs der Phasengrenzfläche im homogenen Strömungsbereich mit steigender Gasbelastung größer als im heterogenen Bereich. Dies liegt an der Großblasenbildung im heterogenen Bereich, da die volumenspezifische Phasengrenzfläche der Großblasen deutlich geringer als die der übrigen Blasen ist. Von [Akita u. Yoshida 1974] stammt folgende Korrelation zur Berechnung der spezifischen Phasengrenzfläche:

19.1 Blasensäulen mit und ohne Einbauten

583

Volumenspez. Phasengrenzfläche a

500 Wasser/Luft koaleszenzgehemmt D = 0,29 m

m2 m3 0,14

300

0,14 m

m m 0,1 0,29

m

0,14

m

200

100

0 0

0,1

0,2

m/s

0,3


Abb. 19.10. Spezifische Phasengrenzflächen als Funktion der Gasleerrohrgeschwindigkeit nach Messungen unterschiedlicher Autoren nach [Shah et al. 1982] (Literaturzitate s. dort)

2 1 æç g D ρ f a D= σ 3ç

è

ö ÷ ÷ ø

0,5

æ ç ç è

g D 3 ö÷

ν

2 f

÷ ø

0,1

ε g 1,13

(19.8)

Der aus dieser Beziehung folgende Einfluss des Behälterdurchmessers a ~ D0,3 verschwindet allerdings gemäß einer Reihe von experimentellen Untersuchungen bei größeren Kolonnendurchmessern oberhalb ca. 0,3 m. Die Korrelation kann als konservative Abschätzung bei niedrigen Gasbelastungen verwendet werden [Shah et al. 1982]. Ein Vergleich der in verschiedenen Gas/Flüssig-Reaktoren erreichbaren volumenspezifischen Phasengrenzflächen ist auf der Basis der zugeführten volumenspezifischen Leistung durchführbar. Der Leistungseintrag ergibt sich bei einer Blasensäule durch die freiwerdende Kompressionsenergie des Gases gemäß P ≈ ρ f (1 − ε g ) g H Vg = ρ f (1 − ε g ) g v g V ges

Die experimentellen Werte lassen sich durch die Proportionalität a~k(

P V ges

)m ε g

n

584

19 Blasensäulen

wiedergeben [Nagel et al. 1978]. Der Exponent m liegt zwischen 0,4 und 1. Abbildung 19.11 zeigt einen direkten Vergleich unterschiedlicher Reaktoren bezüglich des erforderlichen Energieaufwands zur Erzeugung einer bestimmten Phasengrenzfläche. Volumenbezogener Stoffübergangskoeffizient Der in Blasensäulen zwischen Gas und Flüssigkeit ausgetauschte Stoffstrom lässt sich in den meisten Fällen durch den volumenspezifischen Stoffübergangskoeffizienten βfa beschreiben, der das Produkt aus dem flüssigkeitsseitigen Stoffübergangskoeffizienten βf und der spezifischen Phasengrenzfläche a darstellt. Üblicherweise kann der Stofftransportwiderstand in der Gasphase für schlecht lösliche Gase vernachlässigt werden, so dass der βfa-Wert zur Beschreibung ausreicht. Zur Bestimmung des übertragenen Stoffstroms ist allerdings noch die Kenntnis des treibenden Konzentrationsprofils notwendig. Dazu muss das Durchmischungsverhalten in der Gas- und der Flüssigphase bekannt sein. In technischen Apparaten (D > 1 m) kann für Abschätzungen davon ausgegangen werden, dass sowohl die Flüssig- als auch die Gasphase vollständig vermischt ist. Wie der Gasgehalt bzw. die Phasengrenzfläche hängt auch der βfa-Wert von der Gasbelastung, und dem Stoffsystem ab. Für die Abhängigkeit des Stoffübergangskoeffizienten von der Gasbelastung ergibt sich die Proportionalität

volumenspez. Phasengrenzfläche a

β f a ~ v gn ,

104 m2 m3

1 6

5

103 2

4

1 Rührkessel 2 Blasensäule mit Sinterplatte 3 Blasensäule 4 Blasensäule mit Strahldüse / Strahlschlaufenreaktor 5 Füllkörperkolonne 6 Blasensäule mit Injektordüse

3 102 10-1

100

101

kW /m3

102

volumenspez. Leistungseintrag P/Vges

Abb. 19.11. Volumenspezifische Phasengrenzfläche als Funktion des volumenbezogenen Leistungseintrags (nach [Oels et al. 1978])


585

wobei hier n nach den Ergebnissen verschiedener Autoren Werte zwischen 0,7 bis 0,92 annimmt. Nachstehende Gleichung [Akita u. Yoshida 1973] stellt eine gut durch experimentelle Ergebnisse abgestützte konservative Beschreibung des βfaWertes dar:

β f a D2 Dg f

= 0,6 (

νf Dg f

)

0, 5

(

g D2 ρ f

σ

) 0, 62 (

g D3

ν 2f

) 0,31 ε 1g,1

(19.9)

Volumenspez. Stoffdurchgangskoeffizient β f a

Behälterdurchmesser oberhalb von 0,6 m führen zu keiner Änderung des βfaWertes mehr. Daher ist für D als Maximalwert 0,6 m einzusetzen. Allerdings sind im homogenen Strömungsbereich durch die Begasung mit Sinterplatten um den Faktor 2 bis 3 höhere Stoffübergangskoeffizienten erreichbar, wie dies in Abb. 19.12 gezeigt wird. Weitere Berechnungsansätze für βfa sind in [Schlüter 1992; Shah et al. 1982] zusammengestellt. Bei koaleszenzgehemmten Stoffsystemen ist ein Anstieg des volumenspezifischen Stoffübergangskoeffizienten zu beobachten. Diese Zunahme hängt von dem jeweiligen Stoffsystem und der Konzentration der koaleszenzhemmenden Substanz ab.

10-1

Sinterplatten (150 μm)

1/s

Gasverteiler D/ m 10-2

2

Ström.richt. Symb.

0,250 Begasungs- 0,20 0,723 kreuz 0,723 1 mm Bohrungen

2

H/ m

10-2

Sinterplatte

m/s

0,10 0,250 0,15 0,440 0,15 0,440 10-1


Abb. 19.12. Stoffdurchgangskoeffizienten in Abhängigkeit von der Gasleerrohrgeschwindigkeit für Wasser – O2 (Luft) (nach [Deckwer 1985])

586

19 Blasensäulen

Der volumenspezifische Stoffübergangskoeffizient βfa reicht zur Beschreibung rein physikalischer Stoffübergangsprozesse normalerweise aus. Im Fall von schnellen chemischen Reaktionen in der flüssigkeitsseitigen Grenzschicht wird jedoch zusätzlich die Größe des flüssigkeitsseitigen Stoffübergangskoeffizienten βf (bzw. die Grenzschichtdicke δf = Dgf/βf) benötigt. Zur Abschätzung von βf steht z.B. die von [Calderbank u. Moo-Young 1961] mitgeteilte empirische Korrelation zur Verfügung:

β

æ ç f = C1 ç è

g ηf

ρf

1/ 3

ö ÷ ÷ ø

æ Dg f ρ f ö ç ÷ ç η ÷ f è ø

C2

(19.9)

mit C1 = 0,42 und C2 = 0,5 für dB ≥ 2,5 mm bzw. C1 = 0,3 und C2 = 2/3 für dB < 2,5 mm. 19.1.7 Wärmeübergang In zahlreichen Anwendungsfällen muss beim Betrieb von Blasensäulen Energie zu- oder abgeführt werden. Eine besonders einfache Lösung für die Wärmeabfuhr stellt die Nutzung der Verdampfungs- bzw. Verdunstungswärme durch die sogenannte Siedekühlung dar, die jedoch nicht immer realisiert werden kann. Nur bei kleinen Apparaten oder kleinen Wärmemengen reicht die Behälterwand als Wärmeübertragungsfläche aus. Darüber hinaus existiert eine Vielfalt von Möglichkeiten für eine Wärmeübertragung durch beheizte oder gekühlte Flächen, wie das exemplarisch in Abb. 19.13 dargestellt wird. Auf diese Weise können bis zu etwa 30 m²/m³ Wärmeüber tragungsfläche in Blasensäulen installiert werden. a

b

c

e

f

g

Rohrspirale, Rohrwendel

Leitrohr mit Mantel

ohne mit Flüssigkeitsumlauf

ohne mit Flüssigkeitsumlauf

Parallele Einzelrohre

d

QuerRohrbündel

LängsRohrbündel

Abb. 19.13. Beispiele innenliegender Wärmeaustauscher nach [Gerstenberg 1979]


587

Der von den aufsteigenden Gasblasen erzeugte turbulente Strömungszustand führt zu einer starken Intensivierung des Wärmeübergangs. Dieser Effekt lässt sich bereits bei niedrigen Gasbelastungen beobachten, wie Abb. 19.14 verdeutlicht. Der Wärmeübergangskoeffizient α steigt im Bereich des homogenen Strömungszustands deutlicher mit dem Gasdurchsatz an als im heterogenen Bereich. Für die Beschreibung des Wärmeübergangskoeffizienten an der Wand kann wiederum die Zirkulationsgeschwindigkeit zur physikalischen Modellierung herangezogen werden. In Verbindung mit dem mittleren Abstand der Blasen l wurde die Beziehung [Zehner 1982b] hergeleitet:

α = 0,18 (1 − ε g )

(λ2f

ρ f cp f

w 2f ,c l vf

)1 / 3

mit l = d B (

π 1/ 3 ) 6ε g

(19.10)

Dabei ist w f, c gemäß Gl. (19.1) einzusetzen. Eine ausführliche Übersicht über vorgeschlagene Korrelationen für den Wärmeübergangskoeffizienten in zwei- und dreiphasig betriebenen Blasensäulen gibt [Westermeyer-Benz 1992]. Die Mehrzahl der Ansätze lässt sich zurückführen auf:

Wärmeübergangskoeffizient α

104

W m2 K

103 Symbol

poröse Platte poröse Platte Siebboden Siebboden poröse Platte poröse Platte Siebboden Siebboden

D = 0,196 m H = 6,20 m vf = 1,2 cm/s

102 10-3

Gasverteiler

10-2

dL mm 0,02 0,15 1,00 2,00 0,02 0,15 1,00 2,00

10-1

System Wasser/ Luft NaCl-Lös./ Luft

m/s

100


Abb. 19.14. Wärmeübergangskoeffizient an der Reaktorwand (nach [Korte et al. 1988])

588

19 Blasensäulen

α =C St = v g ρ f c pf

éæ êç v g d B êç ν ç f êè ë

[

= C ( Re

⋅

æν f ⋅ç d B çè a

v g2 g

]

ö ÷ ÷ ø

bö

aæ Frg Pr fb )1 / 3 ç ç

÷ ÷ ÷ ø

1/ 3 ù

ηf

ú ú ú û

ö ÷ ÷ η fw è ø

a

æηf ç çη è fw

ö ÷ ÷ ø

e

(19.11)

e

Tabelle 19.1 gibt eine Zusammenstellung der von verschiedenen Forschergruppen ermittelten Exponenten a, b und e. Tabelle 19.1. Variationsbereich der Exponenten in Gl. (19.11) aus Literaturdaten [Westermeyer-Benz 1992] Exponent a b e

Variationsbereich - 0,87 ... - 0,65 + 1,94 ... + 2,50 0 ... + 0,42

Der Einbau von Rohrbündeln führt zu einer Veränderung der fluiddynamischen Bedingungen und damit auch des Vermischungsverhaltens. So behindern horizontal installierte Rohrbündel die vertikalen Zirkulationsbewegungen und reduzieren damit die axiale Dispersion. Im Gegensatz hierzu verstärken vertikal eingebaute Rohrbündel die axiale Vermischung durch Intensivierung der Zirkulationsströmungen und Unterdrückung der Quervermischung.

19.2 Suspensionsblasensäulen Bei einer Reihe unterschiedlichster Prozesse werden in Blasensäulen feste Partikeln eingesetzt (Fermenter, heterogene Katalyse). Diese müssen durch die bereits erläuterte intensive Flüssigkeitszirkulation suspendiert werden. Das Verhalten sämtlicher verfahrenstechnischer Parameter innerhalb einer Suspensionsblasensäule wird durch die Anwesenheit der festen Phase im Vergleich zur zweiphasigen Blasensäule verändert und deutlich komplexer. Die zur Feststoffsuspendierung erforderliche Mindestgasbelastung nimmt mit steigender Feststoffkonzentration und -dichte zu. Allerdings hängt der Anstieg von den Stoffeigenschaften der festen und flüssigen Phase ab. Viele empirische Gleichungen für die minimale Gasbelastung zeigen eine deutliche Zunahme mit wachsender Einzelpartikelsinkgeschwindigkeit. Für Auslegungszwecke kann folgende Gleichung [Koide et al. 1983] verwendet werden: vg , min wss

= 0,8

æ ç ç è

ρp − ρf ρf

ö ÷ ÷ ø

0, 6 0 ,146 ϕVs

æ ç ç è

g D ö÷ wss ÷ø

0, 24 é

æ ê1 + 807 ç ê ç è ê ë

g η 4f

0,578 ù

ö ÷ 3÷ ρf σ ø

ú ú úû

(19.12)

19.2 Suspensionsblasensäulen

589

Für den Einfluss des Feststoffs auf den Gasgehalt ergeben sich keine eindeutigen Abhängigkeiten, da Parameter wie Benetzbarkeit, Partikelgröße, Partikeldichte und Feststoffart grundsätzlich Bedeutung besitzen können und entsprechend umfassende Untersuchungen wegen des enormen Aufwands nicht durchgeführt wurden. Folgende Tendenzen lassen sich allerdings erkennen [Bansini et al. 1995]: -

-

Sehr kleine Partikeln (dP < 10 μm) können bei geringen Feststoffanteilen (ϕVs < 0,6 Vol.-%) eine Erhöhung der Gasgehalte bewirken. Sehr große Partikeln (dP > 2000 μm) können bei hohen Feststoffanteilen (ϕVs > 10 Vol.-%) über Desintegration von Großblasen ebenfalls eine Erhöhung des Gasgehalts verursachen. Mittlere Partikelgrößen (10 ≤ dP ≤ 2000 μm) führen bei Feststoffanteilen oberhalb von ϕVs = 3 Vol.-% zu einer Verminderung des Gasgehalts.

Nachstehende Gasgehaltsbeziehung [Koide et al. 1984]

εg (1 − ε g ) 4

0,277 = 1 + 4,35

æ v g ⋅η f ç ç σ è

æ ϕ Vs0,748 ç ç è

ö ÷ ÷ ø

0,918

ρP − ρ f ρf

ö ÷ ÷ ø

æ ç ç è

g ηf 4

ρfσ

0,881

ö ÷ 3 ÷ ø

æD ç ç è

−0, 252

vg ρ f

ηf

ö ÷ ÷ ø

− 0,168

(19.13)

wurde für einen breiten Bereich von Feststoffkonzentrationen und Flüssigkeitseigenschaften überprüft und als geeignet empfohlen. Für koaleszenzgehemmte Elektrolytlösungen muss der Faktor 0,277 in Gl. (19.13) durch 0,364 ersetzt werden. Das Durchmischungsverhalten der Flüssigkeit und der Gasphase ähnelt sehr stark dem der zweiphasigen Blasensäule. Der Feststoffdispersionskoeffizient ist generell kleiner als der korrespondierende Flüssigkeitsdispersionskoeffizient. Die Diskrepanz zwischen beiden nimmt mit steigender stationärer Sinkgeschwindigkeit der Einzelpartikel sehr stark zu. Der Einfluss des Feststoffs auf den volumenbezogenen Stoffübergangskoeffizienten hängt im Wesentlichen von den Partikeleigenschaften, dem Feststoffanteil und den Stoffdaten der Flüssigkeit ab. Bei geringen Feststoffkonzentrationen bis etwa 3–5 Gew.-% stimmt der Stoffübergangskoeffizient mit demjenigen der zweiphasigen Blasensäule überein. Höhere Feststoffanteile führen ebenso wie zunehmende Partikelabmessungen zu einer Abnahme des βfa-Werts gegenüber dem feststofffreien Zustand. Diese Abhängigkeit resultiert aus der Bildung größerer Blasen infolge des anwesenden Feststoffs.

590

19 Blasensäulen

19.3 Airlift-Schlaufenapparate Airlift-Schlaufenapparate [Joshi et al. 1990; Chisty 1989] weisen im Gegensatz zu Blasensäulen einen determinierten Flüssigkeitsumlauf auf. Dies wird durch eine Aufteilung des Reaktors in einen begasten und einen unbegasten Teil erreicht. Die Gasgehaltsdifferenz zwischen beiden Zonen stellt den Antrieb für die Flüssigkeitszirkulation dar. Prinzipiell können zwei Arten von Airlift-Schlaufen unterschieden werden (siehe Abb. 19.15). Zum einen Schlaufen mit internem Umlauf, die durch den Einbau eines konzentrischen Umlaufrohres (a, b) oder eines ebenen Trennblechs (c) in einen Aufstrom- und einen Abstrombereich aufgeteilt werden. Zum anderen Schlaufen mit externem Umlauf (d) bei denen Aufstrom- und Abstromteil zwei getrennte Rohre darstellen, die am Boden und am Kopf durch zwei horizontale Bereiche miteinander verbunden sind. Die Umlaufgeschwindigkeit der Flüssigkeit hängt gemäß der rein empirischen Beziehung (19.14)

w f ,c = C1 v Cg2

von der Gasleerrohrgeschwindigkeit ab. Theoretische Überlegungen auf der Basis einer Energiebilanz führen zu dem Zusammenhang: w f ,c = C

3

(19.15)

g H vg

der experimentell bestätigt wird.

G

G

G

L

L

L Begaser 2

a) Konzentrisches Umlaufrohr mit äußerem Rücklauf

G

L G

b) Konzentrisches Umlaufrohr mit innerem Rücklauf

L

Begaser 1 (Start)

G

L G

G L

L G

c) Deep ShaftReaktor (ICI)

d) Externes Rücklaufrohr

Abb. 19.15. Unterschiedliche Geometrien von Air-Lift Schlaufenapparaten

19.3 Airlift-Schlaufenapparate

591

Schlaufenreaktoren mit externem Umlauf werden üblicherweise bei deutlich höheren Gasbelastungen und damit auch größeren Flüssigkeitsdurchsätzen betrieben als konventionelle Blasensäulen. Als Konsequenz der hohen Flüssigkeitsgeschwindigkeiten ändert sich das Verhalten der zweiphasigen Strömung erheblich. Abbildung 19.16 veranschaulicht den mit steigender Umlaufgeschwindigkeit abnehmenden Gasgehalt. (Die Zirkulationsgeschwindigkeit wurde hier durch Drosselung des Umlaufs variiert.) Die zunehmende Flüssigkeitsbelastung führt aufgrund des Gleichstroms mit den aufsteigenden Blasen zu einer kürzer werdenden Verweilzeit des Gases in der Flüssigkeit. Der höchste Gasgehalt tritt demzufolge in der Blasensäule ohne Durchströmung (vf = 0) auf, da die Transportgeschwindigkeit der Blasen durch den Apparat hier aufgrund der fehlenden Flüssigkeitsgeschwindigkeit am niedrigsten ist. In Airlift-Schlaufen mit internem Umlauf treten Gasgehalte auf, die nur geringfügig unterhalb derjenigen in Blasensäulen liegen. Hier wird die Abnahme des Gasanteils im Aufstrombereich durch eine Steigerung des Gasgehalts im Abstrombereich zum Teil kompensiert. Analog zur Blasensäule steigt der volumenbezogene Stoffdurchgangskoeffizient mit wachsender Gasbelastung an. Da die flüssigkeitsseitigen Stoffübergangskoeffizienten βf in Blasensäulen und Schlaufenreaktoren übereinstimmen, resultieren unterschiedliche βfa-Werte aus differierenden Phasengrenzflächen. In Airlift-Schlaufen mit externem Umlauf treten stets geringere Stoffübergangskoeffizienten βfa als in Blasensäulen auf, da als Konsequenz des geringeren Gasgehalts 25 Säulengeometrie: D = 0,1 m H = 8,5 m Sinterplatte 150 μm

%

Gasgehalt εg

20

Airlift-Schlaufe mit externem Umlauf

v

15

g =

10

0,0 6m /s 0,0 5

Stoffsystem: 0,1 n NaClLösung / Luft

0,0 4 0,03

5

0,02

0 0

0,1

0,2

0,3

m/s

0,4

Flüssigkeitsbelastung vf

Abb. 19.16. Gasgehalt in Airlift-Schlaufen mit externem Umlauf (nach [Weiland u. Onken 1980])

592

19 Blasensäulen

eine kleinere Stoffaustauschfläche vorliegt. Die βfa-Werte von Schlaufen mit innerem Umlauf liegen dagegen, wie Abb. 19.17 zeigt, im gleichen Bereich wie die Werte der Blasensäule, da sich auch die Gasgehalte nur geringfügig unterscheiden. Der Flüssigkeitsumlauf in Airlift-Schlaufen mit den zugehörigen hohen Umlaufgeschwindigkeiten führt zu höheren Wärmeübergangskoeffizienten als in Blasensäulen. Analog zu den Blasensäulen nimmt auch in der Airlift-Schlaufe der Wärmeübergangskoeffizient mit der Gasbelastung zu.

19.4 Abstromblasensäulen In Abschn. 19.1 wurden Blasensäulen beschrieben, bei denen das Gas von unten nach oben mit kleiner Verweilzeit strömt. (Begasungsmethode a, Abb. 19.1). Bei Abstromblasensäulen hingegen wird das Gas mit der Flüssigkeit von oben nach unten transportiert (Begasungsmethode b, Abb. 19.1). Hierfür sind effektive Flüssigkeitsgeschwindigkeiten wf erforderlich, die größer als die relative Geschwindigkeit wBs zwischen beiden Phasen sind. Je nach Größe der gewählten Flüssigkeitsgeschwindigkeit können sehr kleine absolute Gasgeschwindigkeiten

Volumenbez. Stoffdurchgangskoeffi. β f a

0,15

1/s Gasverteilung: feindispers

0,10

Stoffsystem: koaleszenzgehemmt chlaufelauf m Airlift-S e rn m U mit exte

0,05

Airlift-Schlaufe Blasensäule mit internem Umlauf 0 0

0,05

0,10

m/s

0,15


Abb. 19.17. Gegenüberstellung der Stoffübergangskoeffizienten in Airlift-Schlaufen und Blasensäulen (nach [Weiland u. Onken 1980])

19.4 Abstromblasensäulen

wg = w f − wBs

593

(19.16)

bzw. große Verweilzeiten τ = H/wg erzeugt werden. Diese verfahrenstechnischen Besonderheiten der Abstromblasensäulen sind besonders dann von Vorteil, wenn große Flüssigkeitsvolumenströme mit kleinen Gasvolumenströmen in Kontakt gebracht werden sollen. Im Extremfall lässt sich nahezu ein Schwebezustand der Blasen (wg = 0) mit beliebig großen Verweilzeiten realisieren. 19.4.1 Bauarten und Einsatzgebiete Wie bei Blasensäulen gibt es für Abstromblasensäulen verschiedene Ausführungsformen. Diese unterscheiden sich vor allem durch die Art der Gaszufuhr und Blasenerzeugung, sowie durch die Ausschleusung der Restgase. In Abb. 19.18 sind einige Beispiele aufgeführt. Die einfache Abstromblasensäule eignet sich besonders gut für lösliche Gase und (oder) schnelle Reaktionen. Restgase können in der Säule nicht abgeschieden werden. Das kann einen nachgeschalteten Phasenabscheider erforderlich machen. Die externe Flüssigkeitsrückführung eröffnet hierbei vielfältige verfahrenstechnische Möglichkeiten. Die damit verbundene, aber meist unerwünschte Rückvermischung muss hierbei in Kauf genommen werden. Die Abstromblasensäule kann so L L

L G

G G

G

L

G

G L a) externer Gasabscheider

L b) integrierter Gasabscheider

Abb. 19.18. Bauformen von Abstromblasensäulen

c) Abstromblasensäule mit Blasensäule im Ringraum

594

19 Blasensäulen

auch mit kleinen Flüssigkeits-Feedströmen betrieben werden. Mit dem Flüssigkeitskreislauf lässt sich durch Installation eines Wärmetauschers auf einfache Weise Wärme zu- oder abführen. Ein integrierter Abscheider (Abb. 19.18 b) bietet sich für größere Abgasmengen an. Diese Lösung ist apparativ sehr aufwendig und wird entsprechend selten genutzt. In der Abstrom/Aufstromblasensäule (Abb. 19.18 c) sind die Abstromblasensäule und die Blasensäule miteinander kombiniert. Es sind besonders lange Gasverweilzeiten möglich. Die skizzierte Flüssigkeitsführung erzeugt eine häufig angestrebte Verweilzeitverteilung. Die Abstromblasensäule wird ähnlich wie in einem Rührkessel durch den Pumpenstrom vermischt. Die Blasensäule im Ringspalt hingegen wird nur vom ablaufenden Flüssigkeitsstrom durchflossen. Die Rückvermischung in dieser Zone kann durch Einbauten (Füllkörper, Siebböden) noch unterbunden werden. 19.4.2 Betriebsbedingungen und Gasgehalt Das Gas wird am Kopf der Säule möglichst gleichmäßig über den Querschnitt verteilt zugeführt. So ist es möglich, große Gasvolumenanteile bis zu εg ≈ 0,3 bis 0,35 bei koaleszierenden Stoffsystemen zu erreichen. Bei nicht koaleszierendem Stoffverhalten, können sogar Werte bis εg = 0,45 realisiert werden. Die sich einstellenden Gasvolumenanteile lassen sich mit der Gleichung

εg =

vg w f − w Bs

=

vg wg

(19.17)

abschätzen. Die effektive Flüssigkeitsgeschwindigkeit wf kann aus der Belastung vf und dem Gasvolumenanteil εg mit wf =

vf 1−εg

(19.18)

aufgrund der Kontinuitätsbeziehung berechnet werden. Hieraus erhält man für den Gasvolumenanteil den Ausdruck:

εg =

vg vf 1− ε g

(19.19)

− wBs

Bei gegebenen Gas- und Flüssigkeitsbelastungen ergibt sich daraus der Gasvolumenanteil:

19.4 Abstromblasensäulen

εg =

2 ì ü B ï æ 2 ö vg ï + 1 − 1 í ç ÷ ý 2 ï è B ø w Bs ïþ î

mit B =

v f + vg w Bs

−1

595

(19.20)

Schließlich kann mit der Umformung von Gl. (19.19) nach der Flüssigkeitsbelastung v f = (1 − ε g )

æ vg ç çε è g

ö

+ w Bs ÷ ÷ ø

(19.21)

eine Strömungskarte für das Stoffsystem Wasser/Luft (wBs = 0,2 m/s, berechnet nach Gl. (11.27) als Geschwindigkeit der größten stabilen Einzelblase)) gezeichnet werden. In Abb. 19.19 ist die Gasbelastung über der Flüssigkeitsbelastung aufgetragen. Parameter ist der Gasvolumenanteil εg. Oberhalb eines Wertes von εg ≈ 0,3 muss mit einem heterogenen Strömungszustand gerechnet werden. Es tritt dann eine hochturbulente Zweiphasenströmung mit einer starken Rückvermischung von Flüssigkeit und Gas auf. Für nichtkoaleszierende Stoffsysteme sind zur Ermittlung solcher Werte normalerweise Versuche notwendig. Das gilt auch für andere verfahrenstechnische Parameter. Die weiteren Angaben gelten nur für koaleszierende Systeme.

10-2 0,1

εg

=

0, 5%

30% 20 % 10 % 5% 2% 1%

10-1

reich

m/s

heterogener Be

Gasbelastung vg

10-1

System: Wasser/Luft wBs = 0,2 m/s 1

m/s

10

Flüssigkeitsbelastung vf

Abb. 19.19. Abstromblasensäule: Belastungsdiagramm

596

19 Blasensäulen

19.4.3 Stoffübertragung Die Blasen in Abstromblasensäulen sind im homogenen Strömungsbereich fast gleich groß. Es werden Durchmesser 3 mm ≤ dB ≤ 4 mm beobachtet. In Verbindung mit dem Gasgehalt lässt sich die spezifische Phasengrenzfläche a = 6 εg/dB abschätzen, die hiernach Werte bis zu a = 450 bis 700 m²/m³ annimmt. In Abb. 19.20 wird ein Vergleich mit den spezifischen Phasengrenzflächen in einfachen Blasensäulen und Füllkörperkolonnen durchgeführt (hier jedoch nicht auf das Gesamtvolumen Vges, sondern auf das reine Flüssigkeitsvolumen Vf bezogen). Es werden die Vorteile von Abstromblasensäulen sichtbar, die bei kleinen Gasbelastungen die höheren a-Werte aufweisen. Der Stoffübergangskoeffizient βf liegt etwa bei βf ≈ 3,7 ⋅ 10-4 m/s für die oben angegebene Blasengröße. Es ist mit größeren Ungenauigkeiten zu rechnen.

19.5 Modellgleichungen zur Beschreibung von Blasensäulenreaktoren

103 vf = 3,1 cm/s m2 m3

102

101 10-3

/s cm 19 = vf om str säule b A en s bla

Bl as en sä ule

volumenspez. Phasengrenzfläche a

Zur realistischen Beschreibung der Reaktorleistung bzw. für die Vorhersage der Konzentrationsverläufe in beiden Phasen kann das axiale Dispersionsmodell (Details finden sich z.B. bei [Deckwer 1985; Schlüter 1992]) verwendet werden. Die stoffliche Bilanzierung erfolgt hierbei in einem Volumenelement mit der differen-

10-2

cm 40

vf = 4,2 cm /s

4,7 cm/s vf = 1 ,4 cm

/s

/s

0,6 cm /s

0,6 cm/ Gege s nstrom Füllkö - /Gleichs rperko tr lonne om

10-1

100

m/s

101


Abb. 19.20. Vergleich volumenbezogener Stoffaustauschflächen in unterschiedlichen Gas/Flüssigkeits-Kontaktapparaten in Abhängigkeit von der Gasleerrohrgeschwindigkeit (nach [Herbrechtsmeier et al. 1984])

19.5 Modellgleichungen zur Beschreibung von Blasensäulenreaktoren

597

tiellen Höhe dz (s. Abb. 19.21). Die Stoffbilanz muss für beide Phasen getrennt erfolgen. Die Gleichungen sind durch den übergehenden Stoffstrom gekoppelt. Die weiteren Betrachtungen beziehen sich vereinfachend lediglich auf die Flüssigphase. Aus der Gasphase wird eine Komponente in die flüssige Phase transportiert, die dort mit einer Reaktion n-ter Ordnung verbraucht wird. Grundsätzlich treten flüssigkeitsseitig vier Arten von Stoffströmen für übergehende Komponenten auf: 1. Stoffübergang von der Gasphase in die Flüssigkeit N ST = β f a (c f 0 − c f ) AB ⋅ dz

(19.22)

2. Dispersion (Rückvermischung) N RV = − (1 − ε g ) AB D f

dc f

(19.23)

dz

(Die radialen Konzentrationsgradienten werden vernachlässigt.) 3. Konvektion N K = AB v f c f

(19.24)

4. Reaktion (Die übergehende Komponente wird verbraucht.)

(

)

N R =k n c nf ⋅ 1 − ε g ⋅ AB ⋅ dz

(19.25)

Das Zusammenwirken dieser Ströme an einem angepassten differentiellen Bilanzelement ist in der Abb. 19.21 skizziert. Ein- und austretende Stoffströme der flüssigen Phase bilanzieren sich gemäß

Gas c f aus

NK(z+dz) NRV(z+dz)

pz = H Flüssigkeit cf(z)

Gas cg(z)

NR(z)

NST(z)

AB (1 - εg)

AB εg

dz

c f ein

z pz = 0

NK(z)

Gas

Abb. 19.21. Bilanzierung der auftretenden Stoffströme

NRV(z) D

dz

z

598

19 Blasensäulen

N K ( z ) + N RV ( z ) + N ST ( z ) − N R ( z ) = N K ( z + dz ) + N RV ( z + dz)

(19.26)

Nach Einsetzen der verschiedenen Terme ergibt sich die Stoffbilanz für die flüssige Phase mit Reaktion n-ter Ordnung: dc f ( z )

dz − (1 − ε g ) AB D f

dc 2f ( z )

dz dz 2 − β f a c f 0 ( z ) − c f ( z ) AB ⋅ dz + k n c f ( z ) n (1 − ε g ) AB dz = 0 ABv f

[

dz

]

[

(19.27)

]

und nach Umstellen: d 2c f ( z ) dz 2

−

vf

dc f ( z )

(1 − ε g ) D f

dz

+

βfa (1 − ε g ) D f

(c f 0 ( z ) − c f ( z )) −

kn n c f ( z) = 0 Df

(19.28)

Über die Konzentration cf0 an der Phasengrenzfläche besteht die Kopplung zum Konzentrationsverlauf in der Gasphase durch die thermodynamische Gleichgewichtsbedingung. In der Gasphase können unterschiedliche Beschreibungen des Konzentrationsverlaufs genutzt werden. Neben der Annahme vollständiger Vermischung kann auch die Charakteristik eines idealen Strömungsrohrs oder das axiale Dispersionsmodell verwendet werden. Da Blasensäulen vielfach mit großen Füllhöhen betrieben werden, muss z.T. der Druckeinfluss auf die Gasphasenkonzentration einbezogen werden. In solchen Fällen ist die Gleichgewichtskonzentration cf0 dem höhenabhängigen hydrostatischem Druck entsprechend zu berücksichtigen: c f 0 (z) = c f 0

z=H

æ ç1 + ç è

ρ f g (1 − ε g ) H p z =H

(1 −

z ö )÷ H ÷ø

(19.29)

Hierbei wird vorausgesetzt, dass sich der Gasgehalt über der Höhe nicht ändert. Die Lösung der Differentialgleichung (19.28) erfolgt unter Berücksichtigung folgender Randbedingungen für Gleichstromfahrweise: 1. R.B. z = 0:

2. R.B. z = H:

cf

z =0

=cf

dc f dz

z= H

ein

=0

+

D f (1 − ε g ) æ dc f vf

ç ç è

ö ÷ dz 0 ÷ø z =0

(19.30)

(19.31)

Im Allgemeinen müssen nichtlineare gewöhnliche Differentialgleichungen gelöst werden. Zusätzliche Differentialgleichungen zur Erfassung des lokalen Wärmetransports o.ä. können aus verfahrenstechnischer Sicht ebenfalls noch erforderlich sein. Die Lösung ist mittels numerischer Rechenverfahren weitgehend problemlos möglich, allerdings müssen die Modellparameter bekannt sein. In Abb. 19.22 ist eine solche Lösung für das Beispiel der physikalischen Absorption von Sauerstoff in Wasser mit korrespondierenden Messungen in Form

19.6 Anwendungsbereiche

599

Luft Wasser ρO (z =H)

1

Luft/Wasser D = 0,3 m H = 8,1 m vf = 4 cm/s ρf ein = 0 mg/L

0,8

ρf0 (εg = 0,2) ρf0 (εg = 0,02)

0,6

cm /s g =0

, 72

0,2

Wasser ρO = 0

0

0

2

Luft

4

1 ,4 6c m/ s 2,9 6c m /s 7, 55 cm /s 19 ,3 5c m /s

0,4

v

bezogene Höhenkoordinate z/H

2

8

mg/L

Konzentration ρO

16

2

Abb. 19.22. Gemessenes und berechnetes Sauerstoffkonzentrationsprofil

eines Konzentrationsprofils verglichen. (Für diesen Fall lässt sich auch eine analytische Lösung finden [Schlüter 1992].) Das Wasser wird sauerstofffrei der Blasensäule kontinuierlich zugeführt und durchströmt den Apparat im Gleich-strom zur Gasphase (Luft). Der in der bei Umgebungsdruck betriebenen Blasensäule auftretende hydrostatische Druckgradient führt zu einer etwa linear mit der Säulenhöhe abnehmenden Gleichgewichtskonzentration an Sauerstoff in der Flüssigphase. Eine chemische Reaktion tritt hier nicht auf. Die Werte für Df und βfa können mit den oben vorgestellten Korrelationsgleichungen (19.3) und (19.9) berechnet werden. Für den in Abb. 19.22 dargestellten relativ hohen Flüssigkeitsdurchsatz (vf = 0,04 m/s) ergibt sich bis auf die niedrigste Gasbelastung annähernd das Erreichen des Sättigungszustands am Kopf der Säule. Tatsächlich wird sogar eine leichte Übersättigung beobachtet. Dieser Effekt erklärt sich aus der Wirkung der Dispersion, Konvektion und der vorhandenen höhenabhängigen Gleichgewichtskonzentrationen. Die Berechnungen führen zu einer sehr guten Wiedergabe der Messwerte.

19.6 Anwendungsbereiche Blasensäulen stellen sehr kostengünstige und anpassungsfähige Apparate dar, die auch in sehr großen Abmessungen realisiert werden können. Hauptanwendungsgebiete sind chemische oder biologische Reaktoren. Es zeigt sich, dass konventio-

600

19 Blasensäulen

nelle Blasensäulen ohne Einbauten in der industriellen Praxis eher unterrepräsentiert sind. Neben Airlift-Schlaufen werden kaskadierte Blasensäulen und Blasensäulen mit äußerem Flüssigkeitseinlauf am häufigsten eingesetzt. Die Abfuhr größerer Wärmeströme wird vorzugsweise über äußere Flüssigkeitsumläufe realisiert. Quer- oder längsangeströmte Rohrbündeleinbauten werden dagegen nur selten eingesetzt. Der wesentliche Unterschied im Anwendungsprofil gegenüber anderen Gas/ Flüssigkeits-Kontaktapparaten (Füllkörperkolonnen, begaster Rührbehälter u.a.) besteht in der üblicherweise langen Flüssigkeitsverweilzeit (Ausnahme: Abstromblasensäule). Die ablaufenden Reaktionen sind also stets vergleichsweise langsam, so dass die Reaktionsgeschwindigkeit und nicht der Stofftransport die für die Auslegung entscheidende Größe darstellt. Umfassende Übersichten über Einsatzbeispiele von Blasensäulenreaktoren geben z.B. [Deckwer 1985; Schlüter 1992].

19.7 Aufgaben 1.1 Für ein C10-C14 Paraffingemisch (ρf = 715 kg/m³, ηf = 0,81 mPas, σ = 0,0218 N/m) soll bei einer Temperatur von 60 °C der Gasgehalt bei Stickstoffbegasung mit einer Leerrohrgeschwindigkeit von 1 bis 4 cm/s abgeschätzt werden. Der Säulendurchmesser beträgt 98 mm und die Gemischhöhe etwa 80 cm. Die Ergebnisse sollen mit folgenden Messwerten verglichen werden: vg [cm/s] εg [-]

1 0,045

2 0,092

3 0,124

4 0,151

Welche Gasgehalte ergeben sich, wenn der Blasenschwarm als Kollektiv von größten stabilen Einzelblasen ohne gegenseitige Beeinflussung betrachtet wird? 2.1 In einer Blasensäule von 0,14 m Durchmesser und einer Gemischhöhe von 2,7 m wurden mit dem Stoffsystem wässrige Salzlösung/Luft (σ = 0,072 N/m, ρf = 1087 kg/m³, ηf = 1,3 mPas) Phasengrenzflächen ermittelt: vg [cm/s] εg [-] a [m²/m³]

2 0,072 60

4 0,15 125

6 0,235 195

10 0,28 255

15 0,33 300

Für Xylol wurden bei 60 °C (σ = 0,0249 N/m, ρf = 829 kg/m³, ηf = 0,442 mPas) in einer Blasensäule von 0,095 m Durchmesser (Gemischhöhe 0,6 m) folgende Phasengrenzflächen bestimmt: vg [cm/s] εg [-] a [m²/m³]

1

1 0,035 56

nach [Deckwer 1985]

2 0,073 145

3 0,112 240

4 0,155 300

19.7 Aufgaben

601

a)

Es ist zu überprüfen, inwieweit Gl. (19.8) geeignet ist, die Phasengrenzfläche für die beiden Stoffsysteme abzuschätzen. b) Im homogenen Strömungsbereich (vg < 3...5 cm/s) beeinflussen sich die Gasblasen nur schwach. Welche Phasengrenzflächen ergeben sich, wenn die Eigenschaften der größten stabilen Einzelblase als repräsentativ für den Blasenschwarm angenommen werden? 3.2 In einer Blasensäule (D = 0,2 m, Hges = 1,5 m) wird der Stoffübergang von Sauerstoff aus Luft in Wasser untersucht. Bei einem Flüssigkeitsdurchsatz von 2,4 m³/h wird am Boden eine Eintrittskonzentration von 0,9 ppm O2 in der flüssigen Phase gemessen. Die über der Höhe gemittelte Sättigungskonzentration beträgt 8,3 ppm. Wie groß ist der βfa-Wert, wenn angenommen wird a) die flüssige Phase ist vollkommen vermischt, b) die flüssige Phase zeigt eine ideale Kolbenströmung? 4. Dispersionskoeffizienten in der flüssigen Phase können beispielsweise mit einer einfachen stationären Methode bestimmt werden (s. Abb.). Dazu wird der Apparat kontinuierlich von Flüssigkeit durchströmt. An einer bestimmten Stelle wird konstant ein Spurstoff zudosiert, dessen Verteilung stromaufwärts von der Quelle gemessen wird. Die Abbildung zeigt den grundsätzlichen Versuchsaufbau bei Gleich- bzw. Gegenstrom der beiden Phasen. Die Spurstoffdosierung sollte streng genommen über eine Flächenquelle erfolgen, um radiale Austauschvorgänge nicht einbeziehen zu müssen. Unter der Annahme konstanter Bedingungen über den Querschnitt ist die Gleichung für den axialen Konzentrationsverlauf des Spurstoffs für den Gleichstrombetrieb der Blasensäule herzuleiten. Gas Flüssigkeitszulauf ( bzw. -ablauf ( )

z=H

Spurstoff (

)

Spurstoff (

)

Sonden für Probenahme

z = zS

)

z = zS z=0

Flüssigkeitszulauf ( bzw. -ablauf ( )

)

Gas

Messaufbau zur Bestimmung von flüssigkeitsseitigen Dispersionskoeffizienten in einer Blasensäule 2

nach [Deckwer 1985]

602

19 Blasensäulen

5. In einer mit Wasser und Luft betriebenen Technikumsblasensäule (D = 0,3 m) werden Dispersionskoeffizienten unter Verwendung des unter Aufg. 4 dargestellten Messaufbaus bestimmt. Der Spurstoff wird in der Höhe z = 7,75 m gleichmäßig über den Querschnitt zugeführt. Der Massenstrom der wässrigen Lösung beträgt 50 L/h bei einer Konzentration des Spurstoffs von 50 g/L. Die Messungen werden bei unterschiedlichen Gasdurchsätzen und einer Flüssigkeitsleerrohrgeschwindigkeit von 1 cm/s durchgeführt. Die Konzentration des Spurstoffs wird in sieben verschiedenen Höhenlagen bestimmt. Folgende Ergebnisse der Konzentrationsmessungen des Spurstoffs in g/L liegen vor. vg (cm/s) 0,7 3,0 6,0 11,4 19,4

0,75 0,108 0,246 0,231 0,308 0,354

1,75 0,154 0,292 0,292 0,354 0,415

2,75 0,200 0,385 0,354 0,415 0,477

Höhe z in m 4,75 5,75 0,415 0,539 0,569 0,692 0,508 0,600 0,600 0,692 0,662 0,723

6,25 0,646 0,769 0,723 0,769 0,800

7,25 0,815 0,877 0,862 0,908 0,923

Hinweis: Zur Bestimmung der jeweiligen Gasgehalte kann Gl. (19.6) genutzt werden mit σ = 0,072 N/m. Das System kann noch als reine Flüssigkeit behandelt werden. a) Bestimmen Sie die flüssigkeitsseitigen Dispersionskoeffizienten für die vorliegende Messreihe. b) Vergleichen Sie die Ergebnisse mit den Vorhersagen durch die Gl. (19.3). Wie groß sind die Abweichungen? 6. Für eine Blasensäule von 1 m Durchmesser und 5 m Füllhöhe soll überprüft werden, ob vereinfachend mit vollständiger Vermischung der Gas- und Flüssigkeitsphase gerechnet werden kann. Dazu sind die entsprechenden Bodensteinzahlen zu bilden und bezüglich Vermischungsgrad zu bewerten. Die Blasensäulen werden mit dem Stoffsystem Wasser/Luft bei 20 °C betrieben. Die Gasleerrohrgeschwindigkeit beträgt 6 cm/s. 7. In einer 3 m hohen Blasensäule mit einem Durchmesser von 0,2 m soll reiner Sauerstoff in reines Wasser eingetragen werden. Als Leerrohrgeschwindigkeiten werden 3,5 ⋅ 10-2 m/s für das Wasser und 0,01 m/s für das Gas eingestellt. Der Druck am Kopf beträgt 1 bar. Für den Stoffübergangskoeffizienten wurde βf ⋅ a = 0,01 s-1 ermittelt. Die Dichte des Zweiphasengemisches beträgt 950 kg/m³. a) Leiten Sie die Austrittskonzentration c O 2 f ,aus unter Annahme vollständiger Durchmischung der Flüssigphase her. b) Berechnen Sie den Verlauf der Sättigungskonzentration sowie die Austrittskonzentration - für die Annahme vollständiger Durchmischung, - für die Annahme einer Kolbenströmung. c) Berechnen Sie den übergehenden Stoffstrom

19.8 Literatur

603

- für die Annahme vollständiger Durchmischung, - für die Annahme einer Kolbenströmung. d) Wodurch sind die Unterschiede zu erklären? e) Erstellen Sie ein Diagramm mit den jeweiligen c O 2f -Profilen.

19.8 Literatur Allgemein Deckwer WD (1985) Reaktionstechnik in Blasensäulenreaktoren. Verl. Sauerländer, Aarau Joshi JB, Shah YT (1981) Hydrodynamic and mixing models for bubble column reactors. Chem Eng Commun 11:165–199 Mersmann A (1977) Auslegung und Maßstabsvergrößerung von Blasen- und Tropfensäulen. Chem Ing Tech 49:679–691 Shah YT, Kelkar BG, Godbole SP, Deckwer WD (1982) Design Parameters Estimations for Bubble Column reactors. AIchE J 28:353–379 Zehner P, Kraume M (2002) Bubble Columns. In: Ullmann’s Encyclopedia of industrial chemistry, 7. Aufl, Wiley-VCH, Weinheim

Speziell Akita K, Yoshida F (1973) Gas Holdup and Volumetric Mass Transfer Coefficient in Bubble Columns. Ind Eng Chem Proc Des Dev 12, S 76 ff Akita K, Yoshida F (1974) Bubble Size, Interfacial Area and Liquid Phase Mass TransferCoefficient in Bubble Columns. Ind Eng Chem Proc Des Dev 13, S 517–523 Bansini S, Finch JA, Laplante AR, Weber ME (1995) Effect of Solid Particles on Gas Holdup in Flotation Columns – 1 Measurement. Chem Eng Sci 50:2329–2334 Blass E (1988) Bildung und Koaleszenz von Blasen und Tropfen. Chem Ing Tech 60:935– 947 Blenke H (1979) Loop Reactors. In: Advances in Biochemical Engineering 13, Springer, Berlin Calderbank PH, Moo-Young MB (1961) The Continuous Phase Heat and Mass Transfer Properties of Dispersions. Chem Eng Sci 16:39–54 Chisty MY (1989) Airlift Bioreactors. Elsevier Science Publishers, London New York Gerstenberg H (1979) Blasensäulen-Reaktoren. Chem Ing Tech 51:208–216 Herbrechtsmeier P, Schäfer H, Steiner R (1984) Einfluss von Betriebsparametern auf die Phasengrenzfläche in Blasensäulen-Abstromreaktoren. Chem Ing Tech MS 1221/84 Joshi JB, Ranade VV, Gharat SD, Lele SS (1990) Sparged Loop Reactors. Can J Chem Eng 68:705–741 Koide K, Yasuda T, Iwatomo S, Fukuda E (1983) Critical Gas Velocity Required for Complete Suspension of Solid Particles in Solid-Suspended Bubble Columns. J Chem Eng Jpn 16:7–12 Koide K, Takazawa A, Komura M, Matsunaga H (1984) Gas Holdup and Volumetric Liquid-Phase Mass Transfer Coefficient in Solid-Suspended Bubble Columns. J Chem Eng Jpn 17:459–466 Koide K (1996) Design Parameters of Bubble Column Reactors with and without Solids Suspensions. J Chem Eng Jpn 29 (6), S 745–759

604

19 Blasensäulen

Korte HJ, Steiff A, Weinspach PM (1988) Heat Transfer in Bubble Columns. Preprints German/Japanese Symposium Bubble Columns, Schwerte Miyahara T, Matsuba Y, Takahasi T (1983) The size of bubbles generated from perforated plates. Int Chem Engng 23:517–523 Nagel O, Kürten H, Hegner B (1978) Kriterien für die Auswahl und die Auslegung von Gas/Flüssigkeits-Reaktoren. Chem Ing Tech 50:934 Oels U, Lücke J, Buchholz R, Schügerl K (1978) Influence of Gas Distributor Type and Composition of Liquid on the Behaviour of a Bubble Column Bioreactor. Ger Chem Eng 1, S 115 ff Räbiger N (1988) Hydrodynamik und Stoffaustausch in strahlangetriebenen Schlaufenreaktoren. Praxiswissen thermische Verfahrenstechnik, Verlag TÜV Rheinland, Köln Schlüter S (1992) Modellierung und Simulation von Blasensäulenreaktoren. Dissertation Universität Dortmund Weiland P, Onken U (1980) Vergleich des Verhaltens von Blasensäulen und AirliftSchlaufenreaktoren. Chem Ing Tech MS 858/80 Westermeyer-Benz H (1992) Wärmeübergang und Gasgehalt in zwei- und dreiphasig betriebenen Blasensäulenreaktoren. Dissertation Universität Dortmund Wezorke H, Steiff A, Weinspach PM (1988) Zum Einfluß von Großblasen in Blasensäulenreaktoren. Chem Ing Tech 60:918–919 Zehner P (1982a) Impuls-, Stoff- und Wärmetransport in Blasensäulen, Teil 1: Strömungsmodelle der Blasensäule und Flüssigkeitsgeschwindigkeiten. Verfahrenstechnik 16, S 347–351 Zehner P (1982b) Impuls-, Stoff- und Wärmetransport in Blasensäulen, Teil 2: Axiale Durchmischung und Wärmeübergang. Verfahrenstechnik 16, S. 514–517 Zehner P, Schuch G (1984) Konzept zur Beschreibung der Vermischung der Gasphase in Blasensäulen. Chem Ing Tech 56:934–935

Sachverzeichnis

Abkühlungsgesetz (law of cooling) 12 Absorbens (absorbent) 472 Absorption (absorption) 472 Absorptiv (absorbate) 472 Abstromblasensäule (downflow bubble column) 572 Abtriebsgerade (stripping line) 471 Abtriebsteil (stripping section) 471 Airlift-Schlaufenapparat (airlift loop reactor) 590 Anordnungsfaktor 214 Anziehungskräfte, intermolekulare (attracting forces, intermolecular) 34 Arbeits- oder McCabe-Thiele-Diagramm (McCabe-Thiele-diagram) 470 Arbeitsgerade (operating line) 471 Auftriebskraft (buoyancy/lift force) 333 Austauschkoeffizient, turbulenter 17 Bachbildung 502 Ballenförderung (dune flow) 419 Begasung (gas sparging) 482 Beharrungstemperatur (wet bulb temperature) 172 Beladung (mass ratio) 169, 473 Belastungsgrenze, absolute (operating limit, absolute) 484

Belastungskennfeld (operating range) 517 (range of operation) 479 Berieselungsdichte (liquid load) 515 Bernoulli Gleichung 108 (Bernoulli equation) Beschleunigungsfaktor (enhancement factor) 55, 292, 322 Bewegungsgleichung (motion equation) 334 Bewegungsgleichung der pneumatischen Förderung (motion equation of pneumatic conveying) 427 Bilanzgerade (operating line) 471 Bilanzgleichung (balance equation) 21 Bilanzgrenze 20 Bilanzlinie (operating line) 469 Bingham-Flüssigkeit (Bingham fluid) 37 Blase, kugelförmig (bubble, spherical) 373 Blasenagglomerate (agglomerates of bubbles) 578 Blasenkorona (cloud) 402 Blasenregime (bubble regime) 485 Blasensäule (bubble column) 357, 571 Blasenströmung (bubble flow) 445 Blasenwachstum (bubble growth) 403 Boden, theoretischer (tray, theoretical separation stage) 470

606

Sachverzeichnis

Bodenkolonnen (plate columns) 467 Bodensteinzahl 81 (Bodenstein number) Bodenverstärkungsverhältnis (Murphree plate efficiency) 490 Computational Fluid Dynamics (CFD) 21 Damköhlerzahl (Damköhler number) 54 Dampfdruckerniedrigung (vapour pressure lowering) 165 Dampfgehalt (humidity) 169 Dead-End-Filtration 231 Deckschicht (cake layer) 258 Deckschichtwiderstand (cake layer resistance) 258 Deformationsturbulenz (deformation turbulence) 282 Desorption (desorption) 472 Dichtstromförderung (dense phase conveying) 419 Differenz, psychrometrische (psychrometric difference) 173 Diffusion (diffusion) 6 -, äquimolare (diffusion, equimolecular) 6 -, einseitige 6 (diffusion through a stagnant phase) 276 (diffusion) 147 -, zweiseitige (counterdiffusion) 6 (diffusion) 149 Diffusionshemmung (diffusion control) 158 (diffusion controlled) 59 Diffusionswiderstandszahl 187 Dispergieren (dispersing) 533 Dispersion (dispersion) 76 Dispersionskoeffizient (dispersion coefficient) 218

Dispersionskoeffizient, axialer (dispersion coefficient, axial) 81 Dispersionsmodell (dispersion model) 405 Druckdifferenz, transmembrane (pressure difference, transmembrane) 257 Druckfilter 240 Druckkraft (pressure force) 334 Druckverlust, trockener (dry plate pressure drop) 487 Dünnschicht (thin film) 301 Dünnschichtapparate (thin film apparatus) 326 Dünnstromförderung (dilute phase conveying) 419 Durchlassanteil 236 Durchlässigkeit (permeability) 239 Durchmesser, hydraulischer 107 (diameter, hydraulic) 201 Durchregnen (weeping) 482 Eindringtiefe (penetration depth) 280 Eingeschwindigkeitsmodell 457 Einlaufkennzahl (entrance number) 112 Einlauflänge (entrance length) 106 -, thermische (entrance length, thermal) 306 Einphasenmodell (single-phase model) 217 Emulgieren (emulsifying) 533 Emulsion (emulsion) 562 Endgeschwindigkeit (terminal velocity) 334 Endtrocknungsgeschwindigkeit 186 Entnetzungsgrenze (minimum liquid load) 517 Entrainment 484 Ergun-Gleichung (Ergun equation) 239, 395 Error-Funktion (error-function) 289

607 Exzentrizität (excentricity) 375 Feed 254 Feststoffvermischung (solids mixing) 401 Feuchtigkeitsleitkoeffizient 168 F-Faktor (F-factor) 481 Filmdicke (film thickness) 276, 304 Filmströmung (annular flow) 446, 447 -, laminare (film flow, laminar) 513 Filmtheorie (film theory) 274 Filtergleichung 243 Filterkuchenwiderstand, volumenbezogen (specific cake resistance) 243 Filterkurve (filtration curve) 246 Filtermedium (filter medium) 242 Filtermediumwiderstand (resistance of filter medium) 242 Filtrat (filtrate, effluent) 240 Filtration (filtration) 229 Fließbett (fluidized bed) 392 Fließexponent (shear rate exponent) 38 Fließgesetz (power law) 3 Fließkurve (shearing characteristic) 33 Flugförderung (fully suspended flow) 419 Fluidgeschwindigkeit, effektive (fluid velocity, effective) 210 Fluidisierung (fluidization) 391 Flüssigkeiten, dilatante (fluids, liquids, dilatant) 36 -, pseudoplastisch, strukturviskos (pseudoplastic) 36 Flüssigkeitsfüllzahl 508 Flüssigkeitsinhalt (liquid hold-up) 504

Flüssigkeitskennzahl 304, 346 Flüssigkeitstrombe (vortex) 533 Flüssigkeitsverteiler (liquid distributor) 502 Flutgrenze (flooding point) 480, 509 Flutpunkt (flooding point) 555 Flux (flux) 255 Formschwingung (shape oscillations) 376 Fraktionsabscheidegrad, Fraktionstrenngrad (fractional separation efficiency) 236 Füllkörperkolonnen (packed columns) 467 Gasbelastungsfaktor (capacity factor) 480 Gasleerrohrgeschwindigkeit (superficial gas velocity) 560 Gefriertrocknung (freeze drying) 164 Gegenstrom (countercurrent flow) 301 Gesamttrenngrad, Gesamtabscheidegrad (total separation efficiency) 236 Geschwindigkeit, mittlere (velocity, average) 96 Gewichtskraft (gravitational force) 333 Gibbssche Phasenregel (Gibbs's phase rule) 467 Gitterturbulenz (grid turbulence) 282 Gleichgewicht, thermodynamisches (thermodynamic equilibrium) 284 Gleichgewichtsfeuchte (equilibrium moisture content) 185 Gleichstrom (cocurrent flow) 301 Glockenboden (bubble cap tray) 475 Grenzflächenturbulenz 283 Grenzschicht, laminar (boundary layer, laminar) 18, 131 Grenzschichtdicke (displacement thickness) 134

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Sachverzeichnis

Grenzschichttheorie 132 (boundary layer theory) 277 Großblasen (large bubbles) 578 Gutsfeuchte (moisture content) 164 Haftbedingung (no-slip condition) 335 Haftflüssigkeit (free moisture) 165 Haftinhalt 504 Hagen-Poiseuille-Gleichung (Hagen-Poiseuille equation) 96 Halbraum, unendlich 62 Hattazahl (Hatta number) 56, 291 Henry Koeffizient (Henry's law coefficient) 285 Henrysches Gesetz (Henry's law) 25, 285 Henryzahl (Henry number) 313 Hochdruckförderung (high pressure conveying) 437 Homogenisieren (homogenising) 533 Hygroskopisches Gut (hygroscopic material) 187 I. Trocknungsabschnitt (1st drying period, constant rate period) 181 Idealer Rührkessel (ideal stirred tank) 74 Ideales Strömungsrohr (ideal plug flow reactor) 76 II. Trocknungsabschnitt (2nd drying period, falling rate period) 182 Impulsgleichung (momentum balance) 99 Isenthalpen (isenthalps) 171 Isothermen (isotherms) 171 Kapillarflüssigkeit (capillary moisture) 165 Kaskade idealer Rührkessel (CSTR cascade) 86

Kernzone (bulk) 18 Klärfiltration (clarification) 230 Koaleszenz (coalescence) 403 koaleszenzgehemmt (coalescence-hindered) 574 Koaleszenzverhalten (coalescence behaviour) 560 Koeffizient, stöchiometrischer (coefficient, stoichiometric) 18 Kolben (slug) 446 Kolbenblasenströmung (slug flow) 575 Kolbenströmung (plug flow) 76, 447, 558 Kolonnenhöhe, erforderliche (required column height) 519 Kontinuitätsgleichung (continuity equation) 23, 98 Konvektion (convection) 10 Konvektionstrocknung (convection drying) 179 Konzentrationsdifferenz, logarithmische (concentration difference, logarithmic) 15, 114, 314 Kozeny-Gleichung (Kozeny equation) 239 Kreisgasfahrweise (recycle operation) 571 1-s-Kriterium (1-s criterion) 548 Kuchenfiltration (cake filtration) 231 Kugel, feste (sphere, solid/rigid) 333 Kühlgrenztemperatur (adiabatic saturation temperature) 174 Kurzschlussströmungen (bypass, short cut) 76 Leerrohrgeschwindigkeit (super ficial velocity) 210 Leistungscharakteristik 540 Lockerungsleerrohrgeschwindigkeit (minimum fluidization velocity) 391 Lockerungspunkt (minimum fluidization point) 393

609 Lösungs-Diffusions-Membranen (solution-diffusion membranes) 254 Lückengrad (voidage, porosity) 201 Maldistribution (maldistribution) 522 Marangonikonvektion (Marangoni convection) 283 Martinelli Parameter (Martinelli parameter) 452 Massenbilanz, differentielle (mass balance, microscopic) 142 Membranen (membrane) 229 Membranverfahren (membrane processes) 253 Mikrofiltration (microfiltration) 261 Mindestflüssigkeitsgeschwindigkeit (minimum liquid velocity) 515 Mischen (mixing) 527 -, dispers 528 -, distributives 527 -, konvektiv 546 -, turbulent 528 Mischer, statischer (mixer, static) 529 Mischungsgrad (degree of mixing) 79 Mischungsweg (mixing length) 102 Mischungsweghypothese (mixing length theory) 101 Mischzeit (mixing time) 76 Mischzeitkennzahl (mixing time code number) 546 Mitreißgrenze (entrainment boundary) 480 Mitteldruckförderung (medium pressure conveying) 437 Modell, homogenes (model, homogeneous) 217, 457 Modul 264 Navier-Stokes Gleichungen (Navier-Stokes equations) 95 Navier-Stokessche Bewegungsgleichung (Navier-Stokes equation) 28

Nebelgebiet 171 Nebelströmung (mist flow) 446 Nernstsches Gesetz (Nernst's law) 25 Newtonsche Fluide (Newtonian liquids) 4 Newtonzahl (Newton number) 540 Nichthygroskopische Güter (non-hygroscopic materials) 185 nicht-Newtonsche Flüssigkeiten (non-Newtonian liquids) 5 Niederdruckförderung (low pressure conveying) 437 Oberfläche, spezifische (surface, specific) 202 Oberflächenbegasung (surface aeration) 553 Oberflächenerneuerungstheorie (surface renewal theory) 281 Oberflächengeschwindigkeit (surface velocity) 149 Oberflächenkonzentration (surface concentration) 368 Ostwald-de Waele-Ansatz 121 Ostwaldfaktor (Ostwald factor/coefficient) 38 Packungen, strukturiert (packings, structured) 499 Partikeldurchmesser, größter stabiler (particle diameter, largest stable) 344 Partikelschwärme (particle swarm) 352 Penetrationstheorie (penetration theory) 279 Penetrationstiefe (penetration depth) 64, 280 Permeabilität (permeability) 255 Permeat (permeate) 254 Pfropfen (slug) 446 Pfropfenförderung (plug flow conveying) 420 Pfropfenströmung (plug flow) 76 Phasenabscheider (phase separator) 593

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Sachverzeichnis

Phasengrenzfläche, bewegliche (moving boundary) 342 Phasengrenzflächenkonzentration (concentration at the interface) 24 Phasenumkehr (phase inversion) 562 Porosität (porosity) 256 Potenzansatz (power law) 37 Prandtlsche Grenzschichtgleichungen (Prandtl's boundary layer equations) 134 Primärströmung (primary flow) 537 Punktverstärkungsverhältnis (point efficiency) 490 Quellflüssigkeit 165 Queraustausch 530 Querstromfiltration (cross-flow filtration) 232 Randgängigkeit (wall effects) 208, 502 Reaktion, endotherm (reaction, endothermic) 20 -, exotherm (reaction, exothermic) 20 -, heterogen (reaction, heterogeneous) 19 -, homogen (reaction, homogeneous) 19 Reaktionsenthalpie (heat of reaction) 20 reaktionsgehemmt (reaction controlled) 158 Reaktionsgeschwindigkeit (reaction rate) 18 Reaktionsgeschwindigkeitskonstante (reaction rate constant) 19 Reaktionshemmung (reaction controlled) 59 Regengrenze (weep point) 482 Reibungsbeiwert, örtlicher (friction factor, local) 152 Reibungskraft (frictional force) 334 Rektifikation (rectification) 467

Relativgeschwindigkeit (relative velocity) 334 Retentat (retentate) 254 Reynoldssche Spannungen (Reynolds stresses) 99 Reynoldssche Turbulenz (Reynolds turbulence) 282 Rieselfilme (falling film) 301 Ringströmung (annular flow) 446 Ringwirbel, laminar (ring vortex) 336 Rohrströmung, laminar 95 (pipe flow, laminar) 95 Rückfluss, minimaler (reflux, minimum) 470 Rückfluss, totaler (reflux, total) 470 Rückhalteanteil 236 Rückhaltevermögen (rejection efficiency) 255 Rücklaufverhältnis (reflux ratio) 470 Rückstand (deposit) 240 Rückstandsfiltration 230 Rückvermischung (back-mixing) 573 Sättigungslinie (saturation curve/line) 171 Saug- oder Vakuumfilter (vacuum filtration) 240 Saugbegasung 553 Sauter-Durchmesser (Sauter diameter) 238, 563 Scheidefiltration 230 Scherspannung (shear stress) 4 Schichtenströmung (stratified flow) 447 90 %-Schichthöhenkriterium (90 % suspension height criterion) 548 Schlaufenreaktor (loop reactor) 572 Schlupf (slip) 450 Schubspannung (shear stress) 4 -, turbulente (shear stress, turbulent) 99

611 Schubspannungsgeschwindigkeit (shear stress velocity) 101 Schwallströmung (slug flow) 447 Schwankungsgeschwindigkeit (velocity fluctuation) 16 Schwerkraftfilter (hydrostatic filter) 240 Sekundärströmung (secondary flow) 538 Selektivität (selectivity) 255 Sherwoodzahl, mittlere (Sherwood number, mean/average) 142 Siebboden (sieve tray) 475 Sorptionsisotherme (sorption isotherm) 166 Sphärizität (shape factor) 395 Sprungsignal (step signal) 85 Standardabweichung (standard deviation) 85 Staugrenze (loading point) 506 Stefan-Strom (Stefan flow) 8 Stoffdurchgangskoeffizient (overall mass transfer coefficient) 286 Stoffdurchgangskoeffizienten (mass transfer coefficient) 378 Stoffe, grenzflächenaktive (surface active agents) 372 Stoffstromdichte, örtliche (mass flow rate/mass flux, local) 140 Stofftransportkoeffizient (mass transfer coefficient) 560 Stoffübergang, instationär (mass transfer, unsteady) 372 Stoffübergangskoeffizient, lokaler (mass transfer coefficient, local) 157 -, mittlerer 114 (mass transfer coefficient, average/mean) 154 -, örtlicher (mass transfer coefficient, local) 15, 113, 141 Stoffübergangstheorie (theory of mass transfer) 274

Stopfgrenze (saltation point) 420 Stoßsignal (pulse signal) 85 Strähnenförderung (layer dispersed flow) 419 Strippung (stripping) 472 Strombrecher (baffle) 535 Stromfäden (streamlines) 95 Stromlinie (streamline) 134 Strömung, schleichend (creeping flow) 335 Strömungsbereich, heterogen (flow regime, heterogeneous) 575 -, homogen (flow regime, homogeneous) 575 Strömungsbilderkarte (flow regime map) 450 Strömungsform (flow regime) 445 Strömungsformkarte (flow regime map) 450 Strömungskarte (flow map) 575 Stufensignal (step signal) 85 Sublimationstrocknung (sublimation drying) 164 Suspendieren (suspending) 533 Suspension, heterogene (suspension, heterogeneous) 438 -, homogene (suspension, homogeneous) 438, 549 -, vollständige (suspension, complete) 548 System (system) 20 -, geschlossen (system, closed) 21 -, offen (system, open) 21 Teillast (partial load) 479 Tiefenfiltration (deep-bed filtration) 233

612

Sachverzeichnis

Totzonen (dead zone) 76 Transportkoeffizient (transport coefficient) 3 Trennstufe (separation stage) 470 Trockner mit Umluftbetrieb (dryer with air recirculation) 176 Trockner, einstufiger (dryer, one-stage) 175 Trocknung, thermische (drying, thermal) 163, 165 Trocknungsgeschwindigkeit (drying rate) 181 Trocknungsgut (wet solid product) 164 Trocknungsmittel 164 Trocknungszeit (drying time) 180 Tropfenregime (drop regime) 485 Tropfensäule (spray tower/column) 357 Tropfenströmung (wispy annular flow) 446 Trübe (slurry) 240 Turbulenzballen (turbulent eddies) 16, 97 Turbulenzgrad 139 (degree of turbulence) 340 Turbulenztheorie (turbulence theory) 281 Übergangseinheiten, gasseitige (gas-phase transfer units) 520 Ultrafiltration (ultrafiltration) 261 Umfangsbelastung 303 Umkehrosmose (reverse osmosis) 262 Umlaufgeschwindigkeit (circulation velocity) 590 Unterschicht, laminare (sublayer, laminar) 100, 131 van der Waalssche Haftkräfte (van der Waals forces) 234 Variationskoeffizient (coefficient of variation) 531

Ventilboden (valve tray) 475 Verdampfung (evaporation/vaporisation) 164 Verdrängungsgeschwindigkeit (displacement velocity) 148 Verdrängungsstrom (displacement flow) 8 Verdunstung (evaporation/vaporisation) 164 Verdunstungstrocknung 164 Vermischung, vollständige (mixing, complete) 558 Verstärkungsteil (enriching section) 469 Verstärkungsverhältnis (tray efficiency) 490 Verteilungsdichtefunktion (distribution density function) 83 Verteilungskoeffizient (phase-distribution coefficient) 287 Verteilungssummenfunktion (cumulative distribution function) 85 Verweilzeit (residence time) 85 Verweilzeitverteilungen 83 Viskosität, dynamische (viscosity, dynamic) 3 -, effektive (viscosity, effective) 542 -, kinematische (viscosity, kinematic) 4 Wand, semipermeabel oder halbdurchlässig (wall, semi-permeable) 8 Wandhaftbedingung (no-slip condition) 96 Wärmeaustausch (heat transfer) 533 Wärmeleitfähigkeit (heat conductivity) 5 Wärmestrom, konvektiv (heat flow, convective) 12 Wärmeübergangskoeffizient (heat transfer coefficient) 12, 306 Wellen (waves) 304 Wellenströmung (wavy flow) 447 Widerstandsbeiwert (resistance factor) 104

613 Widerstandsbeiwert für Partikeln (drag coefficient) 334 Widerstandsgesetz (resistance law) 335 Widerstandskraft (resistance force) 333 Wirbelschicht (fluidized bed) 391 -, homogene (fluidized bed, homogeneous) 392 -, inhomogene (fluidized bed, nonhomogeneous) 392 -, zirkulierende (fluidized bed, circulating) 392 Wirbelschleppe (wake) 402 Wirbelviskosität (eddy viscosity) 18

Zahl der gasseitigen Übergangseinheiten (number of overall gas-phase transfer units) 493 Zellenstruktur (cell structure) 576 Zirkulationsgeschwindigkeit (circulation velocity) 576 Zirkulationsströmungen (circulating flow) 76, 342 Zusatzdruckverlust (additional pressure drop) 422 Zustandsdiagramm (state diagram) 418 Zwangsbegasung 552 Zweifilmtheorie (two-film theory) 284 Zweigeschwindigkeitsmodell 461

Transportvorgänge in der Verfahrenstechnik: Grundlagen und apparative Umsetzungen (VDI-Buch Chemische Technik Verfahrenstechnik)

Thermische Verfahrenstechnik: Grundlagen und Methoden (VDI-Buch Chemische Technik Verfahrenstechnik) 2. Auflage

Praxiswissen der chemischen Verfahrenstechnik: Handbuch für Chemiker und Verfahrensingenieure (VDI-Buch Chemische Technik Verfahrenstechnik)

Apparateelemente: Praxis der sicheren Auslegung (VDI-Buch Chemische Technik Verfahrenstechnik)

Elektrochemische Verfahrenstechnik

Pulver und Schüttgüter: Fließeigenschaften und Handhabung (VDI-Buch Chemische Technik Verfahrenstechnik) (German Edition)

Produktdesign in der chemischen Industrie: Schnelle Umsetzung kundenspezifischer Lösungen (VDI-Buch Chemische Technik Verfahrenstechnik)

Wasseraufbereitung: Chemie und chemische Verfahrenstechnik, 7. Auflage (VDI-Buch)

Pulver und Schüttgüter: Fließeigenschaften und Handhabung (VDI-Buch Chemische Technik Verfahrenstechnik)

Verfahrenstechnik und Baubetrieb im Grund- und Spezialtiefbau

Verfahrenstechnik) (German Edition)

Verfahrenstechnik und Baubetrieb im Grund- und Spezialtiefbau, 2. Auflage

Die Grundlagen der Fernsehtechnik: Systemtheorie und Technik der Bildübertragung

Der Mensch und die Technik

Technik und Phänomenologie der Hypnose

Chemische Evolution und der Ursprung des Lebens

Praxiswissen der chemischen Verfahrenstechnik: Handbuch fur Chemiker und Verfahrensingenieure, 2. Auflage (VDI-Buch)

Handbuch Kommunikation: Grundlagen - Innovative Ansätze - Praktische Umsetzungen

Chemische Evolution und der Ursprung des Lebens

Verantwortung in Technik und Okonomie

Laser in Wissenschaft und Technik

Sanktionen in der Schule: Grundlagen und Anwendung

Gesellschaft und die Macht der Technik

Triumphe der Technik

Mechanische Verfahrenstechnik - Partikeltechnologie 1: Beschreibung und Erzeugung von dispersen Stoffen 3. Auflage (Springer-Lehrbuch)

Technik der Tiefe

Die Technik der Horoskopberechnung

Triumphe der Technik

Vortragen. In Naturwissenschaft, Technik und Medizin

Die Rationalen Und Soziologischen Grundlagen Der Musik

Transportvorgänge in der Verfahrenstechnik: Grundlagen und apparative Umsetzungen (VDI-Buch Chemische Technik Verfahrenstechnik)

Thermische Verfahrenstechnik: Grundlagen und Methoden (VDI-Buch Chemische Technik Verfahrenstechnik) 2. Auflage

Praxiswissen der chemischen Verfahrenstechnik: Handbuch für Chemiker und Verfahrensingenieure (VDI-Buch Chemische Technik Verfahrenstechnik)

Apparateelemente: Praxis der sicheren Auslegung (VDI-Buch Chemische Technik Verfahrenstechnik)

Elektrochemische Verfahrenstechnik

Pulver und Schüttgüter: Fließeigenschaften und Handhabung (VDI-Buch Chemische Technik Verfahrenstechnik) (German Edition)

Produktdesign in der chemischen Industrie: Schnelle Umsetzung kundenspezifischer Lösungen (VDI-Buch Chemische Technik Verfahrenstechnik)

Wasseraufbereitung: Chemie und chemische Verfahrenstechnik, 7. Auflage (VDI-Buch)

Pulver und Schüttgüter: Fließeigenschaften und Handhabung (VDI-Buch Chemische Technik Verfahrenstechnik)

Verfahrenstechnik und Baubetrieb im Grund- und Spezialtiefbau

Verfahrenstechnik) (German Edition)

Verfahrenstechnik und Baubetrieb im Grund- und Spezialtiefbau, 2. Auflage

Die Grundlagen der Fernsehtechnik: Systemtheorie und Technik der Bildübertragung

Der Mensch und die Technik

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Chemische Evolution und der Ursprung des Lebens

Praxiswissen der chemischen Verfahrenstechnik: Handbuch fur Chemiker und Verfahrensingenieure, 2. Auflage (VDI-Buch)

Handbuch Kommunikation: Grundlagen - Innovative Ansätze - Praktische Umsetzungen

Chemische Evolution und der Ursprung des Lebens

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Laser in Wissenschaft und Technik

Sanktionen in der Schule: Grundlagen und Anwendung

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Mechanische Verfahrenstechnik - Partikeltechnologie 1: Beschreibung und Erzeugung von dispersen Stoffen 3. Auflage (Springer-Lehrbuch)

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Die Technik der Horoskopberechnung

Triumphe der Technik

Vortragen. In Naturwissenschaft, Technik und Medizin

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